Сәуленің кванттық табиғаты
Мазмұны
I тарау. Сәуленің кванттық табиғаты ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..5
§1. Жылулық сәулелену және оның сипаттамасы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...5
§1.2 Кирхгоф заңы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...6
§1.3 Стефан . Больцман және Виннің ығысу заңы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..7
§1.4 Релей . Джинс және Планк формулалары ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 8
§1.5 Оптикалық пирометрия ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .11
§1.6 Жарықтың жылулық көздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...12
§1.7 Фотоэффект ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 12
§1.7.1 Фотоэлектрлік эффект түрлері. Сыртқы фотоэффект заңдары ... ... ... ... ..12
§1.7.2 Сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі.Жарықтың кванттық қасиетінің эксперименталдық дәлелдемесі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .15
§1.7.3 Фотоэффекттің қолданылуы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..17
§1.8 Фотон массасы және импульсі. Жарық қысымы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 18
§1.9 Комптон эффекті және оның элементар теориясы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .19
II тарау. Бор теориясы бойынша сутегі атомы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 20
§2.1 Атомның Томсон және Резерфорд моделі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...20
§2.2 Сутек атомының сызықты спектрлері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .21
§2.3. Бор постулаттары ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..22
§2.4 Франк және Герц тәжірибесі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...23
§2.5 Сутегі атомы спектрлерін Бор теориясы бойынша түсіндіру ... ... ... ... ... ...24
III тарау. Кванттық механиканың негіздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..25
§3.1 Заттардың корпускулалық . толқындық теориясы.., ... ... ... ... ... ... ... ... ... .25
§3.2 Анықталмаушылық қатынастар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...26
§3.3 Толқындық функция және оның статистикалық мағынасы ... ... ... ... ... ... .27
§3.4 Шредингер теңдеуі. Стационар күйдегі Шредингер теңдеуі ... ... ... ... ... ... 28
§3.5 Кванттық механикадағы себеп . салдар принципі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .30
§3.6 Еркін бөлшектің қоғалысы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 30
§3.7 Тік бұрышты потенциалдық «шұңқырдағы» бөлшек қоғалысы ... ... ... ... ..31
§3.8 Бөлшектің потенциалдық бөгеттен өтуі.Туннельдік эффект ... ... ... ... ... ...33
§3.9 Кванттық механикадағы сызықты гормоникалық осцилятор ... ... ... ... ... ...35
IV тарау. Қазіргі атомдық физика негіздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...37
§4.1 Кванттық механикадағы сутегі атомы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .37
§4.2 Сутегі атомындағы электронның 1s.күйі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 40
§4.3 Электрон спині. Спиндік кванттық сан ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...42
§4.4 Тепе . тең бөлшектерді ажырата алмаушылық принципі ... ... ... ... ... ... ... .42
§4.5 Паули принципі. Атомда электрондардың күй
бойынша орналасуы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...44
§4.6 Менделеевтің элементтер периодтық жүйесі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..45
§4.7 Рентген спектрлері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .47
V тарау. Қазіргі молекулалар физикасының элементтері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..49
§5.1 Молекулалар: химиялық байланыстары, энергетикалық деңгейлері
жөнінде түсінік ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...49
§5.2Молекулалықспектрлер.Жарықтыңкомбинациялықшашырауы ... ... ... ... ... 51
VI тарау. Лазерлік физика негіздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 53
§6.1 Жұтылу. Спонтанды және мәжбүрлі сәулелену ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .53
§6.2 Оптикалық кванттық генераторлар (Лазерлер) ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..54
Пайдаланылған әдебиеттер ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..58
I тарау. Сәуленің кванттық табиғаты ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..5
§1. Жылулық сәулелену және оның сипаттамасы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...5
§1.2 Кирхгоф заңы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...6
§1.3 Стефан . Больцман және Виннің ығысу заңы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..7
§1.4 Релей . Джинс және Планк формулалары ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 8
§1.5 Оптикалық пирометрия ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .11
§1.6 Жарықтың жылулық көздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...12
§1.7 Фотоэффект ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 12
§1.7.1 Фотоэлектрлік эффект түрлері. Сыртқы фотоэффект заңдары ... ... ... ... ..12
§1.7.2 Сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі.Жарықтың кванттық қасиетінің эксперименталдық дәлелдемесі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .15
§1.7.3 Фотоэффекттің қолданылуы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..17
§1.8 Фотон массасы және импульсі. Жарық қысымы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 18
§1.9 Комптон эффекті және оның элементар теориясы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .19
II тарау. Бор теориясы бойынша сутегі атомы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 20
§2.1 Атомның Томсон және Резерфорд моделі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...20
§2.2 Сутек атомының сызықты спектрлері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .21
§2.3. Бор постулаттары ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..22
§2.4 Франк және Герц тәжірибесі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...23
§2.5 Сутегі атомы спектрлерін Бор теориясы бойынша түсіндіру ... ... ... ... ... ...24
III тарау. Кванттық механиканың негіздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..25
§3.1 Заттардың корпускулалық . толқындық теориясы.., ... ... ... ... ... ... ... ... ... .25
§3.2 Анықталмаушылық қатынастар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...26
§3.3 Толқындық функция және оның статистикалық мағынасы ... ... ... ... ... ... .27
§3.4 Шредингер теңдеуі. Стационар күйдегі Шредингер теңдеуі ... ... ... ... ... ... 28
§3.5 Кванттық механикадағы себеп . салдар принципі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .30
§3.6 Еркін бөлшектің қоғалысы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 30
§3.7 Тік бұрышты потенциалдық «шұңқырдағы» бөлшек қоғалысы ... ... ... ... ..31
§3.8 Бөлшектің потенциалдық бөгеттен өтуі.Туннельдік эффект ... ... ... ... ... ...33
§3.9 Кванттық механикадағы сызықты гормоникалық осцилятор ... ... ... ... ... ...35
IV тарау. Қазіргі атомдық физика негіздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...37
§4.1 Кванттық механикадағы сутегі атомы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .37
§4.2 Сутегі атомындағы электронның 1s.күйі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 40
§4.3 Электрон спині. Спиндік кванттық сан ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...42
§4.4 Тепе . тең бөлшектерді ажырата алмаушылық принципі ... ... ... ... ... ... ... .42
§4.5 Паули принципі. Атомда электрондардың күй
бойынша орналасуы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...44
§4.6 Менделеевтің элементтер периодтық жүйесі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..45
§4.7 Рентген спектрлері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .47
V тарау. Қазіргі молекулалар физикасының элементтері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..49
§5.1 Молекулалар: химиялық байланыстары, энергетикалық деңгейлері
жөнінде түсінік ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...49
§5.2Молекулалықспектрлер.Жарықтыңкомбинациялықшашырауы ... ... ... ... ... 51
VI тарау. Лазерлік физика негіздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 53
§6.1 Жұтылу. Спонтанды және мәжбүрлі сәулелену ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .53
§6.2 Оптикалық кванттық генераторлар (Лазерлер) ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..54
Пайдаланылған әдебиеттер ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..58
Жеткілікті жоғары температурада қыздырылған дене жарқырайды. Қыздыру арқылы дененің жарқырауы жылулық сәулелену деп аталады. Жылулық сәулелену табиғатта ең кең таралған. Ол - заттың молекулалары және атомдарының жылулық қозғалыс энергия (яғни, ішкі энергия) есебінен және сәйкесінше барлық денелер үшін 0 К – нен жоғары температураларда орындалады. Жылулық сәулелену максимумы температураға тәуелді болатын тұтас спектрмен сипатталады. Жоғарғы температурада қысқа (көрінетін және ультракүлгін) электромагниттік толқын, ал төменгі температурада ұзын (инфрақызыл) электромагниттік толқын шығады.
Жылулық сәулелену – тепе-теңдікті болатын жалғыз сәулеленудің түрі. Қыздырылған дене сырты шағылдырғыш қабықпен қапталған қуыста орналасты дейік. Біршама уақыттан соң дене мен сәуле арасында үздіксіз энергия алмасуынан кейін тепе-теңдік орнайды, яғни дене бірлік уақытта қанша энергия шығарса, сонша энергия жұтылады. Дене мен сәуле арасындағы тепе-теңдік белгілі себептермен бұзылды және дене жұтылуға қарағанда көп энергия шығарады делік. Егер дене бірлік уақытта жұтылуға қарағанда көп энергия шығарса (немесе керісінше), онда температурасы төмендейді (немесе жоғарылайды). Басқа сәулелену түрлері тепе-теңдікті емес.
Жылулық сәулеленудің сандық сипаттамасы үшін жиіліктің бірлік ұзындықты интервалында дене бетінің бірлік ауданындағы сәулелену қуаты – дененің энергиялық жарқырауының спектрлік тығыздығы алынады
мұнда - жиіліктің ν және dν интервалында дене бетінің бірлік ауданынан бірлік уақытта шығарылатын электромагниттік сәулелену энергиясы.
Энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығы өлшем бірлігі [Rv,T]=[Дж/м2].
Формуланы толқын ұзындығы түрінде де көрсетуге болады: , болады, минус ν немесе λ шамаларының біреуі өскен кезде екіншісі төмендейтінін көрсетеді. Сондықтан минус таңбасын қалдырып жазуға болады.
(1.1)
Энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығын біле отырып, интегралдық энергетикалық жарқырауды есептеуге болады:
(1.2)
Дененің түскен сәулені жұту қабылеті спектрлік жұту қабылетімен сипатталады: . Формула дене бетінің бірлік ауданына бірлік уақытта түсірілген жиілігі ν және dν аралығындағы электромагниттік толқын әкелетін қанша энергия мөлшерін дененің жұтатынын көрсетеді. Спектрлік жұту қабылеті - өлшемсіз шама. Rv,T және Av,T шамалары дене табиғатына, оның термодинамикалық температурасына тәуелді және әр түрлі жиілікті сәулелер үшін ажыратылады. Сондықтан бұл шамалар белгілі Т және ν шамаларына қатысты болады.
Жылулық сәулелену – тепе-теңдікті болатын жалғыз сәулеленудің түрі. Қыздырылған дене сырты шағылдырғыш қабықпен қапталған қуыста орналасты дейік. Біршама уақыттан соң дене мен сәуле арасында үздіксіз энергия алмасуынан кейін тепе-теңдік орнайды, яғни дене бірлік уақытта қанша энергия шығарса, сонша энергия жұтылады. Дене мен сәуле арасындағы тепе-теңдік белгілі себептермен бұзылды және дене жұтылуға қарағанда көп энергия шығарады делік. Егер дене бірлік уақытта жұтылуға қарағанда көп энергия шығарса (немесе керісінше), онда температурасы төмендейді (немесе жоғарылайды). Басқа сәулелену түрлері тепе-теңдікті емес.
Жылулық сәулеленудің сандық сипаттамасы үшін жиіліктің бірлік ұзындықты интервалында дене бетінің бірлік ауданындағы сәулелену қуаты – дененің энергиялық жарқырауының спектрлік тығыздығы алынады
мұнда - жиіліктің ν және dν интервалында дене бетінің бірлік ауданынан бірлік уақытта шығарылатын электромагниттік сәулелену энергиясы.
Энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығы өлшем бірлігі [Rv,T]=[Дж/м2].
Формуланы толқын ұзындығы түрінде де көрсетуге болады: , болады, минус ν немесе λ шамаларының біреуі өскен кезде екіншісі төмендейтінін көрсетеді. Сондықтан минус таңбасын қалдырып жазуға болады.
(1.1)
Энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығын біле отырып, интегралдық энергетикалық жарқырауды есептеуге болады:
(1.2)
Дененің түскен сәулені жұту қабылеті спектрлік жұту қабылетімен сипатталады: . Формула дене бетінің бірлік ауданына бірлік уақытта түсірілген жиілігі ν және dν аралығындағы электромагниттік толқын әкелетін қанша энергия мөлшерін дененің жұтатынын көрсетеді. Спектрлік жұту қабылеті - өлшемсіз шама. Rv,T және Av,T шамалары дене табиғатына, оның термодинамикалық температурасына тәуелді және әр түрлі жиілікті сәулелер үшін ажыратылады. Сондықтан бұл шамалар белгілі Т және ν шамаларына қатысты болады.
Пайдаланылған әдебиеттер тізімі:
Негізгі:
1. Трофимова Т.И. Курс физики, Москва: «Высшая школа» 1990 г, 334-376 с.
2. Савьелев И.В. курс общей физики: Учебное пособие в 3 томах, Т.3. «Квантовая оптика. Атомная физика. Физика твердого тела. Физика таомного ядра и элементарных частиц». Москва: «Наука» 1987 г.
3. Шпольский Э.В. Атомная физика, I том Москва: «Наука» 1974 г, 576с.
4. Матвеев А.Н. «Атомная физика» Учебное пособие. Москва:«Высшая школа» 1989 г.
5. Сибухин Д.В. общей курс физики, т.5. «Атомная и ядерная физика» Москва: «Наука» 1986 г.
Қосымша:
1. Жұманов К.Б. Атомдық физиканың негіздері: оқу құралы. Қазақ Университеті. 2000 ж. 465 б.
2. Мухин К.Н. Экспериметальная ядерная физика. Физика атомного ядра. Москва: «Энергоатомиздат». 1984 г. 240 с.
Негізгі:
1. Трофимова Т.И. Курс физики, Москва: «Высшая школа» 1990 г, 334-376 с.
2. Савьелев И.В. курс общей физики: Учебное пособие в 3 томах, Т.3. «Квантовая оптика. Атомная физика. Физика твердого тела. Физика таомного ядра и элементарных частиц». Москва: «Наука» 1987 г.
3. Шпольский Э.В. Атомная физика, I том Москва: «Наука» 1974 г, 576с.
4. Матвеев А.Н. «Атомная физика» Учебное пособие. Москва:«Высшая школа» 1989 г.
5. Сибухин Д.В. общей курс физики, т.5. «Атомная и ядерная физика» Москва: «Наука» 1986 г.
Қосымша:
1. Жұманов К.Б. Атомдық физиканың негіздері: оқу құралы. Қазақ Университеті. 2000 ж. 465 б.
2. Мухин К.Н. Экспериметальная ядерная физика. Физика атомного ядра. Москва: «Энергоатомиздат». 1984 г. 240 с.
Мазмұны
I тарау. Сәуленің кванттық табиғаты
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 5
§1. Жылулық сәулелену және оның сипаттамасы
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 5
§1.2 Кирхгоф
заңы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ...6
§1.3 Стефан – Больцман және Виннің ығысу
заңы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...7
§1.4 Релей – Джинс және Планк
формулалары ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 8
§1.5 Оптикалық
пирометрия ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ...11
§1.6 Жарықтың жылулық
көздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ..12
§1.7
Фотоэффект ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ... ... ...12
§1.7.1 Фотоэлектрлік эффект түрлері. Сыртқы фотоэффект
заңдары ... ... ... ... ..12
§1.7.2 Сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі.Жарықтың кванттық
қасиетінің эксперименталдық
дәлелдемесі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
15
§1.7.3 Фотоэффекттің
қолданылуы ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... 17
§1.8 Фотон массасы және импульсі. Жарық
қысымы ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ...18
§1.9 Комптон эффекті және оның элементар
теориясы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..19
II тарау. Бор теориясы бойынша сутегі атомы
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .20
§2.1 Атомның Томсон және Резерфорд
моделі ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ..20
§2.2 Сутек атомының сызықты
спектрлері ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... .21
§2.3. Бор
постулаттары ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ..22
§2.4 Франк және Герц
тәжірибесі ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... .23
§2.5 Сутегі атомы спектрлерін Бор теориясы бойынша
түсіндіру ... ... ... ... ... ...24
III тарау. Кванттық механиканың
негіздері ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... .25
§3.1 Заттардың корпускулалық – толқындық
теориясы.., ... ... ... ... ... ... ... ... ... .25
§3.2 Анықталмаушылық
қатынастар ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... .26
§3.3 Толқындық функция және оның статистикалық
мағынасы ... ... ... ... ... ... .27
§3.4 Шредингер теңдеуі. Стационар күйдегі Шредингер
теңдеуі ... ... ... ... ... ... 28
§3.5 Кванттық механикадағы себеп – салдар
принципі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..30
§3.6 Еркін бөлшектің
қоғалысы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... 30
§3.7 Тік бұрышты потенциалдық шұңқырдағы бөлшек
қоғалысы ... ... ... ... ..31
§3.8 Бөлшектің потенциалдық бөгеттен өтуі.Туннельдік
эффект ... ... ... ... ... ...33
§3.9 Кванттық механикадағы сызықты гормоникалық
осцилятор ... ... ... ... ... ...35
IV тарау. Қазіргі атомдық физика
негіздері ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..37
§4.1 Кванттық механикадағы сутегі
атомы ... ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ...37
§4.2 Сутегі атомындағы электронның 1s-
күйі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .40
§4.3 Электрон спині. Спиндік кванттық
сан ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...42
§4.4 Тепе – тең бөлшектерді ажырата алмаушылық
принципі ... ... ... ... ... ... ... ..42
§4.5 Паули принципі. Атомда электрондардың күй
бойынша
орналасуы ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ... ... .44
§4.6 Менделеевтің элементтер периодтық
жүйесі ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... .45
§4.7 Рентген
спектрлері ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ...47
V тарау. Қазіргі молекулалар физикасының
элементтері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..49
§5.1 Молекулалар: химиялық байланыстары, энергетикалық деңгейлері
жөнінде
түсінік ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...49
§5.2Молекулалықспектрлер.Жарықтыңко мбинациялықшашырауы ... ... ... ... ..
..51
VI тарау. Лазерлік физика
негіздері ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... .53
§6.1 Жұтылу. Спонтанды және мәжбүрлі
сәулелену ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ...53
§6.2 Оптикалық кванттық генераторлар
(Лазерлер) ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... .54
Пайдаланылған әдебиеттер
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ..58
I тарау. Сәулеленудің кванттық табиғаты
1. Жылулық сәулелену және оның сипаттамасы
Жеткілікті жоғары температурада қыздырылған дене жарқырайды. Қыздыру
арқылы дененің жарқырауы жылулық сәулелену деп аталады. Жылулық сәулелену
табиғатта ең кең таралған. Ол - заттың молекулалары және атомдарының
жылулық қозғалыс энергия (яғни, ішкі энергия) есебінен және сәйкесінше
барлық денелер үшін 0 К – нен жоғары температураларда орындалады. Жылулық
сәулелену максимумы температураға тәуелді болатын тұтас спектрмен
сипатталады. Жоғарғы температурада қысқа (көрінетін және ультракүлгін)
электромагниттік толқын, ал төменгі температурада ұзын (инфрақызыл)
электромагниттік толқын шығады.
Жылулық сәулелену – тепе-теңдікті болатын жалғыз сәулеленудің түрі.
Қыздырылған дене сырты шағылдырғыш қабықпен қапталған қуыста орналасты
дейік. Біршама уақыттан соң дене мен сәуле арасында үздіксіз энергия
алмасуынан кейін тепе-теңдік орнайды, яғни дене бірлік уақытта қанша
энергия шығарса, сонша энергия жұтылады. Дене мен сәуле арасындағы тепе-
теңдік белгілі себептермен бұзылды және дене жұтылуға қарағанда көп энергия
шығарады делік. Егер дене бірлік уақытта жұтылуға қарағанда көп энергия
шығарса (немесе керісінше), онда температурасы төмендейді (немесе
жоғарылайды). Басқа сәулелену түрлері тепе-теңдікті емес.
Жылулық сәулеленудің сандық сипаттамасы үшін жиіліктің бірлік ұзындықты
интервалында дене бетінің бірлік ауданындағы сәулелену қуаты – дененің
энергиялық жарқырауының спектрлік тығыздығы алынады
мұнда - жиіліктің ν және dν интервалында дене бетінің бірлік
ауданынан бірлік уақытта шығарылатын электромагниттік сәулелену энергиясы.
Энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығы өлшем бірлігі
[Rv,T]=[Джм2].
Формуланы толқын ұзындығы түрінде де көрсетуге болады: ,
болады, минус ν немесе λ шамаларының біреуі өскен кезде екіншісі
төмендейтінін көрсетеді. Сондықтан минус таңбасын қалдырып жазуға болады.
(1.1)
Энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығын біле отырып, интегралдық
энергетикалық жарқырауды есептеуге болады:
(1.2)
Дененің түскен сәулені жұту қабылеті спектрлік жұту қабылетімен
сипатталады: . Формула дене бетінің бірлік ауданына бірлік уақытта
түсірілген жиілігі ν және dν аралығындағы электромагниттік толқын әкелетін
қанша энергия мөлшерін дененің жұтатынын көрсетеді. Спектрлік жұту қабылеті
- өлшемсіз шама. Rv,T және Av,T шамалары дене табиғатына, оның
термодинамикалық температурасына тәуелді және әр түрлі жиілікті сәулелер
үшін ажыратылады. Сондықтан бұл шамалар белгілі Т және ν шамаларына қатысты
болады.
Кез келген температурада кез келген жиілікті сәулелерді толығымен
жұтуға қабылетті денелерді абсолют қара дене деп атайды. Барлық жиіліктер
және температуралар үшін қара дененің спектрлік жұту қабылеті бірге тең
(). Абсолют қара дене табиғатта кездеспейді, бірақ қара күйе,
қарайтылған платина, қара барқыт және басқалары сияқты денелер белгілі
жиілік интервалында қасиеттерімен абсолют қара денеге ұқсас келеді.
Қара дене моделі үшін О кішкене тесігі бар, ішкі беті қарайтылған тұйық
қуысты аламыз (1-сурет). Қуыстың ішіне енген жарық сәулесі қабырғадан көп
шағылады. Нәтижесінде шыққан сәуленің интенсивтілігі нөлге тең болады. Егер
тесік өлшемі қуыстың диаметрінің 0,1 бөлігінен де кішкентай болғанда кез
келген жиілікті түскен сәуле толығымен жұтылатынын тәжірибе көрсетті.
Қара дене түсінігімен қатар сұр дене түсінігі қолданылады. Бұл дененің
жұту қабылеті 1-ден кіші және кез келген жиілік үшін бірдей болады және тек
температураға, материалға, дене бетінің күйіне байланысты. Сұр дене үшін
.
Жылулық сәулеленуді зерттеу жарықтың кванттық теориясының пайда
болуында маңызды роль атқарды, сондықтан ол бағынбайтын заңдарды міндетті
түрде қарастыру керек.
2. Кирхгоф заңы
Неміс физигі Г.Кирхгоф термодинамиканың 2-ші заңына сүйеніп және
изоляцияланған жүйедегі дененің тепе-теңдік сәулелену шарттарын ескере
отырып, энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығы және спектрлік жұту
қабылеті шамаларының арасында сандық байланыс орнатты. Кирхгоф заңы:
энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығының спектрлік жұту қабылетіне
қатынасы дененің табиғатына байланысты емес; ол барлық денелер үшін жиілік
пен температураның универсалды функциясы болып табылады:
(1.3)
Қара дене үшін , сондықтан Кирхгоф заңынан (1.3) қара дене үшін
Rv,T=rv,T шығады. Кирхгофтың универсал функциясы rv,T - қара дененің
энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы болып табылады. Кирхгоф
заңына сәйкес барлық денелер үшін спкетрлік тығыздықтың спектрлік жұту
қабылетіне қатынасы қара дененің сол температурады және жиіліктегі
энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығына тең.
Кирхгоф заңынан барлық кез келген дененің кез келген спектрлік
облысындағы энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы әрқашан қара
дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығынан кіші болады,
Аv,T1 болғандықтан Rv,Trv,T екені келіп шығады. Сонымен қатар, (1.3)
теңдігіне сәйкес, егер дене берілген температура Т, жиілік интервалы ν және
dν аралығындағы электромагниттік толқындарды жұтпаса, онда ол осы жиілік
интервалында Т температурада Аv,T=0, Rv,T=0 болғандықтан сәуле шығармайтыны
келіп шығады.
Кирхгоф заңын қолдана отырып, дененің энергетикалық жарқырауы (1.2)
теңдігін былай жазуға болады.
Ал сұр дене үшін (1.4)
мұнда Re – қара дененің энергетикалық жарқырауы (тек температураға тәуелді)
(1.5)
Кирхгоф заңы тек жылулық сәулеленуді сипаттайды, бұл заңға бағынбайтын
сәулеленулер жылулық деп аталмайды.
3. Стефан – Больцман және Виннің ығысу заңы
Кирхгоф заңынан (1.3) қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік
тығыздығы универсал функция екені белгілі. Сондықтан оның жиілікке және
температураға тәуелділігі жылулық сәулелену теориясының маңызды есебі болып
табылады.
Австриялық физик Я. Стефан эксперимент нәтижелерін сараптай отырып
(1879 ж) және австриялық физик Л. Болцман термодинамикалық әдісті қолданып
(1884 ж), энергетикалық жарқыраудың Re температураға тәуелділігін енгізе
отырып бұл есепті жартылай шешті. Стефан – Больцман заңына сәйкес
, (1.6)
яғни энергетикалық жарқырау қара дененің термодинамикалық температурасының
төртінші дәрежесіне пропорционал. Мұнда σ – Стефан – Больцман тұрақтысы,
оның эксперименттік мәні 5,67 *10-8 Вт(м2К4).
Стефан – Больцман заңы Re –нің температураға тәуелділігін анықтай
отырып, қара дененің сәулеленуінің спектрлік құрамына қатысты жауап
бермейді. Эксперименталдық қисықтардан әр түрлі температураларда rv,T
-дің толқын ұзындығына тәуелділік графигінен қара дене спектрінде
энергияның таралуы бірдей өлшемді емес екені байқалады (2-сурет).
Барлық қисықтар температура өсуімен қысқарақ толқындарға қарай ығысатын
анық максимумдардан тұрады. rv,T -дің λ –ға тәуелділігіндегі қисықпен
және абсцисса осімен шектелген аудан қара дененің энергетикалық жарқырауына
Re және Стефан – Больцман заңы бойынша температураның төртінші дәрежесіне
пропорционал.
Неміс физигі В. Вин термо және электродинамика заңдарына сүйеніп, rv,T
функциясының максимумына сәйкес келетін толқын ұзындығының λтах
температураға Т тәуелділігін енгізді. Виннің ығысу заңына сәйкес
, (1.7)
яғни қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығының rv,T
максимал мәніне сәйкес келетін толқын ұзындығы λтах оның термодинамикалық
температурасына кері пропорционал. Мұнда b – Вин тұрақтысы, оның
эксперименттік мәні 2,9*10-8 мК . Осыдан (1.7) көрінісі Виннің ығысу заңы
деп аталады, ол rv,T функциясының максимум күйінің температура
көтерілуімен қысқа ұзындықты толқындар аймағына ығысатынын көрсетеді. Вин
заңы неліктен қыздырылған денелердің температурасын төмендеткенде олардың
спектрінде толқын ұзындығы үлкен сәулелер көбейетіндігін түсіндіреді.
4. Релей – Джинс және Планк формулалары
Стефан – Больцман және Вин заңдарын қарастыру негізінде Кирхгофтың
универсал функция rv,T жөніндегі есебін термодинамикалық жолмен шешу
күткен нәтижелерді бермеді. Келесі rv,T –ға қатысты теориялық тұжырым,
энергияның еркіндік дәрежесі бойынша бірдей таралуы классикалық заңына
сәйкес статикалық физика әдістерін жылулық сәулеленуге қолданған ағылшын
ғалымдары Д. Рэлей және Д. Джинске тиісті.
Энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы үшін Рэлей – Джинс
формуласы
(1.8)
Мұнда - меншікті жиілікті осцилятордың орташа энергиясы, к=1,38*10-23
ДжК – Больцман тұрақтысы. Тербелмелі осцилятор үшін кинетикалық және
потенциалдық энергияларының орташа мәні бірдей, сондықтан әрбір тербелмелі
еркіндік дәреженің орташа энергиясы .
Тәжірибе көрсеткендей (1.8) көрінісі эксперимент нәтижелеріне тек
жеткілікті кіші жиілікте және жоғары температурада сәйкес келеді. Жиіліктің
жоғары аймақтарында Рэлей – Джинс формуласы эксперименттен және Виннің
ығысу заңынан алшақтап кетеді (3-сурет). Сонымен қатар, Рэлей – Джинс
формуласынан Стефан – Больцман заңын алу мағынасыздыққа алып келеді.
Шынында да, (1.8) –ді қолданып есептелген қара дененің энергетикалық
жарқырауы (1.5)
,
онда Стефан – Больцман (1.6) заңына сәйкес бұл температураның төртінші
дәрежесіне пропорционал. Бұл нәтиже ультракүлгіндік апат деген атқа ие
болды. Осылай классикалық физика арқылы қара дене спектрінде энергияның
таралу заңын түсіндіру мүмкін болмады.
Жоғары жиілікті аймақта Вин формуласы тәжірибемен үйлесім табады.
мұнда rv,T – қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы, А
және С – тұрақты шамалар. Планк тұрақтысын қолдана отырып Виннің сәулелену
заңын былай жазуға болады.
Қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы үшін
тәжірибе нәтижелеріне толық сәйкес келетін теңдеуді 1900 ж Планк анықтады.
Бұл үшін оған классикалық физикада бекітілген жағдайдан бас тартуға тура
келді. Ол жағдай бойынша кез келген жүйенің энергиясы үздіксіз өзгере
алады, яғни кез келген көптеген жақын мәндерді қабылдай алады. Планктың бұл
кванттық гипотезасына сәйкес атомдық осциляторлар энергияны үздіксіз
шығармайды, белгілі порциямен – кванттар шығарады. Энергия кванты тербеліс
жиілігіне пропорционал
(1.9)
мұнда h=6.65*10-34 Дж*с – Планк тұрақтысы. Сәуле порция түрінде
шығарылатындықтан осцилятор энергиясы тек белгілі дискретті мәндерді
қабылдайды: ε=nhv, n –бүтін сан.
Бұл жағдай үшін осцилятордың орташа энергиясын деп алуға
болмайды. Осцилятордың мүмкін болған дискретті күйлері бойынша таралуы
Больцманның таралуына бағынады. Осцилятордың орташа энергиясы мынаған тең:
,
ал қара дене энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы
.
Осылай Планк Кирхгофтың универсал функциясы үшін
(1.10)
эксперимент нәтижелеріне анық сай келетін формуланы шығарды. Бұл формуланың
теориялық тұжырымын М. Планк 1900 ж 14 желтоқсанда неміс физиктер қоғамы
мәжілісінде баяндады. Бұл күн кванттық физиканың туған күні есептелді.
Төмен жиілікті аймақта , яғни hvkT (энергия кванты жылулық қозғалыс
энергиясына қарағанда әлдеқайда кіші) кезінде Планк формуласы Рэлей – Джинс
формуласымен (1.8) сәйкес келеді. Қарастырылып отырған жағдайда алғашқы екі
мүше үшін мынаны аламыз .
Бұны Планк формуласына (1.10) қойсақ, Рэлей – Джинс формуласы шығады.
Планк формуласынан Стефан – Больцман заңын алуға болады. (1.5) және
(1.10) сәйкес
Айнымалыларды енгіземіз x=hvkT; dx=hdvkT; dv=kTdxh. Re үшін формула
мына түрге келеді.
(1.11)
мұнда , ал .
Сонымен қатар, к, с және сандық мәндерін бере отырып, Стефан – Больцманның
экспериментпен сәйкес келетін тұрақтысының мәнін алуға болады. Виннің ығысу
заңын (1.1) және (1.10) формулаларға сүйене отырып аламыз.
,
бұдан .
Бұл туындыны нөлге теңестірп функция максимум мәніне жететін λмах мәнін
табамыз. Онда x=hckTλмах көрінісін енгізе отырып теңдеуін
аламыз.
Арнайы әдістермен бұл трансценденттік шешу x=4.965 екеніне алып келеді.
hckTλмах =4,965 , бұдан Tλмах= hc(4,965К)=b,
яғни Виннің ығысу заңын аламыз.
Бір жағынан Планк формуласындағы h, k, n тұрақтыларын пайдаланып
Стефан – Больцман σ және Вин b тұрақтысын анықтай аламыз. Басқа жағынан σ
және b тұрақтыларының эксперименттік мәні арқылы h және k мәнін анықтауға
болады.
Планк формуласы экспериментпен сәйкес келіп қана қоймай, жылулық
сәулелену заңдарындағы тұрақтыларды анықтауға мүмкіндік береді. Сонымен
қатар, Планк формуласы Кирхгоф қойған жылулық сәулеленудегі негізгі есептің
шешімі болып табылады. Оның шешілуі тек Планктың кванттық гипотезасы
көмегімен мүмкін болды.
1.5 Оптикалық пирометрия
Жылулық сәулелену заңдары қызған және өзінен-өзі жарқырайтын денелер
температурасын өлшеу үшін қолданылады. Энергетикалық жарқыраудың спектрлік
тығыздығының немесе интегралдық энергетикалық жарқыраудың температураға
тәуелділігін қолданып жоғары температураларды өлшеу әдістерін оптикалық
пирометрия деп атайды. Қыздырылған денелердің оптикалық спектр диапазонында
жылулық сәулелену интенсивтілігі бойынша температурасын өлшеуге арналған
приборлар пирометрлер деп аталады. Дене температурасын өлшеу кезінде
қолданылатын жылулық сәулелену заңдылықтарына байланысты дене температурасы
радиациялық, түсті және ашық болып бөлінеді.
Дененің радиациялық температурасы Тр деп қара дененің энергетикалық
жарқырауының Re (1.5) зерттеліп отырған дененің энергетикалық жарқырауына
RT (1.2) тең болғандағы температураны айтады. Бұл жағдайда зерттеліп
отырған дененің энергетикалық жарқырауы тіркеледі және Стефан – Больцман
(1.6) заңы бойынша оның радиациялық температурасы есептеледі .
Дененің радиациялық температурасы Тр әрқашан өзінің Т температурасынан
төмен болады. Бұны дәлелдеу үшін зерттеліп отырған сұр дене деп есептейік.
Онда (1.6) және (1.4) пайдаланып мынаны жазамыз .
Басқа жағынан былай болады . Бұларды теңестірсек .
Бұл жерде АT1 болғандықтан, TpT , яғни дененің өз температурасы
әрқашан оның радиациялық температурасынан жоғары болады.
Дененің түсті температурасы ТТ деп қара дененің және қарастырылып
отырған дененің жарқырауының спектрлік тығыздығының салыстырмалы таралулары
спектрдің көрінетін облысында өте жақын болған кездегі температурасын
айтады.
Сұр денелер үшін энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығы ,
мұндағы АT =const1. Бірдей температуралы қара дене мен сұр дененің
сәулелену спектрінде энергияның таралуы ұқсас болады. Сондықтан сұр денеге
Виннің ығысу заңын (1.7) қолданамыз. Зерттеліп отырған дененің
энергетикалық жарқырауының максималды спектрлік тығыздығына Rλ,T сәйкес
келетін толқын ұзындығын λmax біле отырып оның температурасын
анықтауымызға болады . Сұр денелер үшін түсті температура дененің өз
температурасымен сәйкес келеді. Сұр денеге мүлдем ұқсамайтын денелер үшін
түсті температура ұғымы мағынасын жоғалтады. Осындай әдіспен жұлдыздар және
Күн бетінің (ТТ≈6500 К) температуралары анықталады.
Дененің ашық температурасы ТА деп қара дененің белгілі бір толқын
ұзындығында оның энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы зерттеліп
отырған дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығына тең
болғандағы температурасын айтады, яғни
(1.12)
мұнда Т – дененің өз температурасы. Зерттеліп отырған дене үшін толқын
ұзындығы λ болғанда Кирхгоф заңын (1.3) және (1.12)-ні ескеріп
мынаны аламыз
(1.13)
қара емес денелер үшін A1 болғандықтан, , бұдан TAT, яғни дененің
өз температурасы ашық температурадан әрқашан үлкен болады.
Ашық пирометр ретінде әдетте жойылып кететін жібі бар пирометрлер
қолданылады. Пирометрдегі жіптің қыздырылуы (1.12) шартын
қанағаттандыратындай етіп алынады. Берілген жағдайда пирометр жібінің
көрінісі қыздырылған дене бетінде, яғни жіп жоғалып кеткендей болады.
Қара денеге градуирленген миллиамперметрді қолданып ашық температураны
анықтауға болады.
6. Жарықтың жылулық көздері
Қызған денелердің жарқырауы жарық көздерін жасау үшін қолданылады.
Алғашқы қыздырғыш шамдар мен доғалы шамдарды орыс ғалымдары А. Н. Лодигын
және П. Н. Яблочков жаратқан.
Бір жағынан, бірдей температурада алынған кез келген толқын ұзындығы
үшін қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы қара емес
денелердің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығынан үлкен
болғандықтан қара денелер нағыз жарықтың жылулық көздері болуға тиіс.
Алайда жылулық сәулелену селективтілігіне ие кейбір денелер (мысалы,
вольфрам) үшін спектрдің көрінетін облысында сәулеленуде пайда болатын
энергия бөлігі сондай температураға дейін қыздырылған қара денедегіге
қарағанда әлдеқайда көп болады екен. Сондықтан вольфрам жоғары балқу
температурасына ие бола отырып, шамдар жібін жасау үшін негізгі материал
болады.
Вакуумдық шамдардағы вольфрамдық жіптің температурасы 2450 К –нан
аспауы тиіс. Бұдан жоғары температурада жіптің тозаңданып (ыдырап) кетуі
байқалады. максималды сәулелену осындай температурада ≈1,1 мкм толқын
ұзындығына сәйкес келеді, яғни адам көзінің сезімталдық максимумынан ( ≈0,5
мкм ) өте алыс жатады. Шамды инертті газбен (мысалы, криптон және ксенонның
азот қосылған қоспасы) толтырып, ≈50 кПа қысым жіп температурасын 3000 К
–ге дейін көтереді. Бұл сәуленің спектрлік құрамының жақсаруына алып
келеді. Бірақ жылуөткізгіштік және конвекция нәтижесінде жіп пен газ
арасындағы жылу алмасудан энергия жоғалтуы әсерінен жарық шұғыласы
күшеймейді. Энергия шығынын азайту үшін және жарық шұғыласы күшеюі үшін
газбен толтырылған шамның жібін бір-бірін қыздырып тұратын жеке орамдар –
спираль түрінде жасалады. Жоғары температура кезінде осы спираль
айналасында газ қабығы пайда болады және конвекция әсерінен жылу алмасу
аяқталады. Қазіргі кезде қыздырғыш шамдардың энергетикалық п.ә.к.-і 5%-дан
аспаған.
1.7 Фотоэффект
1.7.1 Фотоэлектрлік эффект түрлері. Сыртқы фотоэффект заңдары
Қара дененің жылулық сәулелену есебін шешкен Планк гипотезасы кванттық
теорияның қалыптасуында маңызды роль атқарған фотоэффект құбылысын
түсіндіруді ары қарай дамытты. Фотоэффект сыртқы, ішкі және вентильді болып
бөлінеді.
Сыртқы фотоэлектрлік эффект деп вакуумда немесе басқа ортада
электромагниттік сәуле әсерінен заттың электрондар шығаруын айтамыз. Сыртқы
фотоэффект қатты денелерде (металдарда, жартылай өткізгіштерде,
диэлектриктерде), сұйықтарда және жеке атомды және молекулалы
(фотоионизация) газдарда байқалады. Фотоэффект құбылысын 1887 ж неміс
физигі Г.Герц бақылаған.
Фотоэффект құбылысына алғашқы фундаменталды зерттеу жүргізген орыс
ғалымы А.Г.Столетов болды. Вакуумдық трубкада екі электрод батареяға
потенциометр арқылы берілетін кернеудің мәнін ғана емес таңбасын да өзгерте
алатындай етіп жалғанады. Столетов катод ретінде зерттеліп отырған металды,
ал анод ретінде металдық торды пайдаланды (4 - сурет).
Монохроматты жарықпен катодты жарықтандырғанда пайда болатын токты
тізбекке жалғанған амперметр өлшейді. Катодты толқын ұзындығы әр түрлі
жарықпен жарықтандыра отырып, Столетов мынадай заңдылықтарды бекітті:
1. Анық эффективті әсер ультракүлгін сәуле арқылы байқалады;
2. Жарық әсерінен зат тек теріс зарядтарын жоғалтады;
3. Жарық әсерінен пайда болған ток күші интенсивтілікке тура
пропорционал.
Ағылшын физигі Дж.Дж.Томсон 1898 ж жарық әсерінен ұшып шыққан
бөлшектердің жеке (меншікті) заряд шамасын өлшеді. Бұл өлшеулер жарық
әсерінен электрондар шығатынын көрсетті.
Ішкі фотоэффект – бұл электромагниттік сәуле әсерінен жартылай
өткізгіштер немесе диэлектриктер ішінде байланысқан күйден еркін
күйге электрондардың өтуі. Нәтижесінде дене ішіндегі ток тасымалдайтын
концентрация өседі. Бұл фотоөткізгіштік (жарық әсерінен жартылай
өткізгіштің немесе диэлектриктің электрөткізгіштігінің күшеюі) немесе
э.қ.к-і пайда болуына алып келеді.
Вентильді фотоэффект – екі әр түрлі жартылай өткізгіштерді немесе
жартылай өткізгіш пен металды жарықтандырғанда э.қ.к-інің (фотоэ.қ.к) пайда
болуы. Вентильді фотоэффект Күн энергиясын электр энергиясына айналдыруға
тікелей жол ашады. 4 -суретте фотоэффект құбылысы өтіп жатқан
эксперименттік қондырғы көрсетілген. Жарық әсерінен катодтан ұшып шыққан
электрондардан болған фототоктың электродтар арасындағы кернеуге U
тәуелділігі 5-суретте көрсетілген. Графикте катодтың екі түрлі
жарықтандырылу Ее жағдайы (екі жағдайда да жарық жиілігі бірдей)
қарастырылған. Кернеу артқан сайын фототокта жайлап өсе түседі, яғни
фотоэлектрондардың көпшілігі анодқа жетеді. Графикте қисықтар арқылы
электрондар катодтан әр түрлі жылдамдықпен ұшып шығатыны көрсетіледі.
Токтың максимум мәні - қанығу тогы катодтан шыққан барлық электрондар
анодқа жететін кернеудің U мәнімен анықталады:
,
мұнда - 1 с ішінде катодтан шыққан электрондар саны.
U=0 болған кезде фототок жойылмайды. Катодтан шыққан электрондар бастапқы
жылдамдыққа ие болса, онда кинетикалық энергиясы нөлге тең емес және
олар анодқа сыртқы өріссіз жете алады. Фототок нөлге тең болуы үшін тежеуші
кернеу U0 қажет. U=U0 болғанда бірде бір электрон, мейлі оның катодтан
шыққан жылдамдығы жоғары болса да тежеуші өрістен өте алмай, анодқа
жетпей қалады.
(1.14)
яғни, U0 мәнін өлшей отырып фотоэлектрондардың максимал жылдамдығын және
кинетикалық энергиясын анықтауға болады. Әр түрлі материалдардан жасалған
және әр түрлі жиілікті жарық түсірілген катодтың вольтамперлік сипаттамасын
зерттеу және катодтың әр түрлі энергиялы жарықтандырылуы және алынған
мәліметтерді қорыта келе сыртқы фотоэффектінің келесі үш заңы бекітілген.
1. Столетов заңы: белгілі жиілікті жарық әсерінен бірлік уақытта
катодтан ұшып шыққан фотоэлектрондар саны жарық интенсивтілігіне
пропорционал (қанығу тогы энергиялық жарықтандырылуға пропорционал).
2. Фотоэлектрондардың бастапқы максимал жылдамдығы (бастапқы максимал
кинетикалық энергиясы) түскен жарық интенсивтілігіне тәуелді емес, оның
жиілігімен ғана анықталады.
3. Әрбір зат үшін фотоэффектінің қызыл шекарасы болады.
Фотоэффектіні толқындық көзқараспен түсіндіру бір қарағанда қиындық
тудырмайды. Шындығында, металда жарық толқынының өрісі әсерінен фотоэффект
құбылысы байқалатындай, яғни электрондардың металды тастап шығып кетуге
жеткілікті амплитудалы электрондардың мәжбүрлі тербелісі пайда болады.
Металдан ұшып шыққан электронның кинетикалық энергиясы түскен жарық
интенсивтілігіне тәуелді болар еді, онда интенсивтіліктің артуымен ең соңғы
электронға көп энергия берілер еді. Алайда бұл тұжырым фотоэффектінің II-
заңына қайшы келеді. Толқындық теория бойынша электрондарға берілетін
энергия жарық интенсивтілігіне пропорционал, онда кез-келген жиілікті,
бірақ интенсивтілігі жоғары жарық электронды металдан шығарып жіберер еді.
Басқа сөзбен айтсақ, фотоэффектінің қызыл шекарасы болмауы тиіс. Бұл
фотоэффектінің III-заңына сай келмейді. Сонымен қатар, толқындық теория
фотоэффектінің инерциялды еместігін түсіндіре алмайды. Осылай фотоэффект
толқындық теория тұрғысынан түсіндіріледі.
1.7.2 Сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі.
Жарықтың кванттық қасиетінің эксперименталдық дәлелдемесі
А.Эйнштейн 1905 ж фотоэффект құбылысын және оның заңдылықтарын өзі
ұсынған фотоэффекттің кванттық теориясы негізінде түсіндірілетінін
көрсетті. Жиілігі ν жарық тек қана шығарылмайды, Планк болжауы бойынша
кеңістікте тарала отырып, энергиясы болатын жеке порциялармен
(кванттармен) жұтылады. Осыдан жарықтың таралуын үздіксіз толқындық процесс
деп қарастыруға болмайды, жарықтың вакуумда таралу жылдамдығындай
жылдамдықпен қозғалатын дискретті жарық кванттар ағыны деп қарастыру қажет.
Электромагниттік сәуле кванттары фотон деген атқа ие болды.
Эйнштейн бойынша, әрбір квант бір ғана электронмен жұтылады. Сондықтан
ұшып шыққан фотоэлектрондар саны жарық интенсивтілігіне пропорционал болуы
тиіс. Фотоэффекттің инерциялды еместігі фотонның электронмен соқтығысқан
кезде энергия беруі шапшаң өтеді.
Металдан электронды ұшырып шығаратын фотон энергиясы осы электронды
металдан шығару жұмысына А және оған mυ22 кинетикалық энергия беруге
жұмсалады. Энергияның сақталу заңы бойынша,
(1.15)
Формула сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі деп аталады.
Бұл теңдеу фотоэффекттің II және III заңдарын түсіндіреді.
Фотоэлектронның кинетикалық энергиясы түскен сәуле жиілігі артқан сайын
сызықты өседі және интенсивтілікке байланысты емес. А және ν шамалары да
интенсивтілікке тәуелді емес (фотоэффект II заңы). Жарық жиілігі төмендеген
сайын электронның кинетикалық энергиясы азаяды (берілген металл үшін
А=const), онда жеткілікті аз жиілікте ν=ν0 электрондардың кинетикалық
энергиясы нөлге тең болып, фотоэффект тоқтайды (фотоэффекттің III заңы).
(1.15) теңдеу арқылы берілген металл үшін фотоэффекттің қызыл шекарасы үшін
теңдік аламыз.
(1.16)
Фотоэффекттің қызыл шекарасы электронды шығару жұмысына тәуелді.
(1.14) және (1.16) теңдеулерді пайдаланып, (1.15)-ні былай жазамыз.
Эйнштейн теңдеуі Милликен тәжірибесімен (1916 ж) дәлелденген.
Фотоэлектронның кинетикалық энергиясының (тежеуші кернеу U0 өзгертіле
отырып) жиілікке тәуелділігі зерттеліп және Планк тұрақтысымен анықталды.
1926 ж орыс физиктері П.И.Лукирский және С.С.Прилежаев фотоэффектті зерттеу
үшін вакуумдық сфералық конденсатор әдісін қолданды. Анод қызметін шыны
сфералық баллонның күмістенген қабырғасы, ал катод қызметін сфера центрінде
орнатылған шарик (R≈1,5 см) атқарды. Мұндай формалы электродтар
вольтамперлік сипаттауды нақтылай түсті және тежеуші кернеуді U0 анық
табуға мүмкіндік туғызды. Берілген тәжірибеден алынған h мәні басқа
әдістермен табылған мәнімен сай келеді. Бұл Эйнштейн теңдеуінің дұрыстығына
және фотоэффекттің кванттық теориясының дәлелдемесі болды.
Егер жарық интенсивтілігі өте үлкен болса, онда көпфотонды (сызықты
емес) фотоэффект болды. Бұл кезде электрон бір мезгілде бір ғана фотоннан
емес, N фотоннан (N=2÷7) энергия алады. Көпфотонды фотоэффект үшін Эйнштейн
теңдеуі мынадай
.
Тәжірибеде лазерлік шоқпен фокусталған фотондар тығыздығы өте үлкен,
сондықтан электрон бірнеше фотонды жұтып алады. Осыдан электрон
фотоэффекттің қызыл шекарасынан да төмен жиілікті жарық әсер етіп тұрғанның
өзінде де заттан шығуға жеткілікті энергияға ие бола алады. Нәтижесінде
қызыл шекара ұзынырақ толқындар жағына ығысады.
Эйнштейннің жарықтың фотондар ағыны ретінде таралатыны және
электромагниттік сәуленің затпен әсерлесуінің кванттық сипаты жөніндегі
идеясы 1922 ж орыс физиктері А.Ф.Иоффе және Н.И.Добронравова
тәжірибелерімен дәлелденді. Жазық конденсатордың электр өрісінде
зарядталған висмут тозаңы тепе-теңдікте ұсталды. Конденсатордың төменгі
обкладкасы жұқа алюминийлі фольгадан жасалған. Ол рентгендік трубкада анод
қызметінде атқарады. Анод ультракүлгін сәуле әсерінен катодтан шыққан 12 кВ-
қа дейін үдетілген электрондармен атқыланады. Катодтың жарықтылығы одан 1 с
ішінде 1 000 фотоэлектрон шығатындай етіп алынады. Бұдан 1 с ішінде
байқалатын рентгендік импульстар саны 1 000 болады. Тәжірибе әрбір 30
минутта тепе-теңдікте тұрған тозаң тепе-теңдік күйінен шығатынын, яғни
рентген сәулесі одан фотоэлектрон шығаратынын көрсетті.
Егер де рентген сәулесі жеке фотондар ретінде емес, сфералық толқын
ретінде таралса, онда әрбір рентгендік импульс тозаңға өз энергиясының аз
мөлшерін берер еді. Бұл энергия өз кезегінде тозаңдағы электрондардың үлкен
саны аралығында таралады. Сондықтан мұндай механизмде электрондардың біреуі
осындай қысқа уақыт (30 мин) ішінде тозаңнан шығуға жеткілікті энергияны
иелене алатынын елестету қиын. Керісінше, корпускулалық теория тұрғысынан
бұл түсінікті. Егер рентген сәулесі дискретті фотондар ағыны ретінде
таралатын болса, онда электрон тозаңнан оған фотон келіп түскенде ғана ұшып
шығады. Белгілі шарт үшін элементар есеппен тозаңға 1,8*106 фотонның біреуі
түседі. 1 с-та 1 000 фотон келіп түседі. Бұл тәжірибеге сай келеді.
Егер жарық фотондар ағыны болса, онда әрбір фотон тіркегіш приборға
(көз, фотоэлемент) түсе отырып, басқа фотондарға тәуелсіз әсер білдіруі
керек. Бұл әлсіз көрінетін жарық ағынының флуктуациясын орыс физигі
С.И.Вавилов бақылады. Бақылау визуалды өтті. Қараңғылыққа бейімделген көз
ерекше өткір көру табалдырығығы сезіміне ие, яғни жарықты кейбір
табалдырықтан төмен емес деп қабылдайды. λ=525 нм жарық үшін көру
табалдырығы сезімі әр адамда шамамен көз торына 1 с-та түсетін фотондар
саны 100–400 аралығында болады. С.И.Вавилов периодты қайталанатын бірдей
ұзақтықты жарқ етуді бақылады. Жарық ағынының төмендеуі көздің кейбір жарқ
етулерді қабылдамауы байқалды, бұдан жарық ағыны әлсіреген сайын көз
қабылдамайтын жарқылдаулардың саны көбейе түседі. Бұл жарық
интенсивтілігінің флуктуациясымен түсіндіріледі. Осылай Вавилов тәжірибесі
жарықтың кванттық қасиетінің дәлелдемесі болды.
1.7.3 Фотоэффекттің қолданылуы
Ғылым мен техниканың түрлі аумағында қолданыс тапқан фотоэлектрондық
құрылғылардың жұмысы фотоэффект құбылысына негізделген. Қазіргі кезде
сәулелену энергиясын электр энергиясына айналдыру және фотоэффект
құбылысына негізделіп жұмыс істейтін сәуле қабылдағыштар – фотоэлементтер
өндірістің көптеген саласында қолданылады.
Сыртқы фотоэффекттілі қарапайым фотоэлемент вакуумдық фотоэлемент болып
табылады. Ол ішкі беті катод қызметін атқаратын фотосезімтал қабықпен
қапталған шыны баллон түрінде болады. Әдетте анод ретінде баллон центрінде
орнатылған сақина немесе тор алынады. Фотоэлемент тізбекке э.қ.к-і қанығу
тогын қамтамасыз ететіндей болып жалғанады. Фотокатод материалы спектрдің
жұмыс істеу аймағымен таңдалады: көрінетін жарық және инфрақызыл сәулені
тіркеу үшін оттегі-цезийлі катод, ал ультракүлгін сәуле мен қысқа толқынды
көрінетін жарықты тіркеу үшін сурьма-цезийлі катод таңдалады. Вакуумдық
фотоэлементтер инерциялды емес және олар үшін фототоктың сәуле
интенсивтілігіне пропорционалдылығы қатаң бақыланады. Бұл қасиеттер
вакуумдық фотоэлементті фотоөлшеуіш прибор ретінде қолдануға мүмкіндік
береді, мысалы фотоэлектрлік экспонометр, люксометр және т.б.
Вакуумдық фотоэлементтің интегралдық сезімталдылығының күшеюі үшін
баллон сиретілген инертті газбен (Ar немесе Ne,қысымы ≈1,3÷13 Па)
толтырылады. Мұндай элементтегі фототок газ молекулаларының
фотоэлектрондармен күшті ионизациясы нәтижесінде күшейеді. Газбен
толтырылған фотоэлементтердің интегралдық сезімталдығы (≈1мАлм) вакуумдық
фотоэлементтікіне (20-150 мкАлм) қарағанда әлдеқайда жоғары.
Фототокты күшейту үшін фотоэффектімен қатар 2-ретті электрондық эмиссия
құбылысы қолданылатын фотоэлектрондық көбейткіштер пайдаланылады.
Фотоэлектрондық көбейткіштердің өлшемі кәдімгі радиошамдардан шамалы үлкен,
ал күшейту коэффициенті ≈107 (кернеу көзі 1÷1,5 кВ болғанда) болады.
Олардың интегралдық сезімталдылығы 10 Алм-ға дейін жетеді.
Ішкі фотоэффектілі фотоэлементтер (жартылай өткізгіш фотоэлемент немесе
фотокедергі деп аталатын) вакуумдыққа қарағанда интегралдылығы әлдеқайда
жоғары. Оларды дайындау үшін PbS, CdS, PbSc және басқа жартылай өткізгіштер
пайдаланылады. Егер вакуумдық фотоэлемент және фотоэлектрондық көбейткіштің
катоды 1,1 мкм-ден төмен қызыл шекараға ие болса, онда фотокедергіні
инфрақызыл сәуленің 3-4 мкм спектр аймағында қолданып өлшеулер жүргізуге
мүмкіндік береді рентгендік пен гамма сәулелену аймағында қолданылады.
Сонымен қатар, олар кіші габаритті және төмен кернеу көзіне ие.
Фотокедергінң кемшілігі олардың айрықша инерциялдылығы, сондықтан олар тез
өзгеретін жарық ағынын тіркеу үшін тиімсіз.
Вентильді фотоэлементтер сыртқы фотоэффектілі элементтерді иелене
отырып, олармен салыстырғанда үлкен интегралдық сезімталдылыққа (шамамен 2-
30 мАлм) ие және сыртқы э.қ.к-і көзін қажет етпейді. Вентильдік
фотоэлементтерге германийлі, кремнийлі, селенді, купоросты, күкірт-күмісті
және т.б. жатады.
Кремнийлі және басқа вентильді фотоэлементтер тікелей Күн энергиясын
электр энергиясына айналдыратын Күн батареяларын жасау үшін қолданылады.
Мұндай батареялар көп уақыттан бері ғарыш кемелерінде және серіктерінде
қолданылып келеді. Бұл батареялардың п.ә.к-і ≈10% және теориялық есеп
бойынша ≈20%-ке дейін жеткізілген. Бұдан тұрмыстық және өндірістік
қажеттіліктер үшін электр энергия көзі ретінде пайдалануға жол ашылады.
Қарастырылған фотоэффект түрлері өндірісте әр түрлі процестерді
бақылау, басқару және автоматтандыру үшін әскери техникада дабыл қаққыш
және көрінбейтін сәулемен локациялау (бір нәрсенің орнын анықтау) үшін,
дыбыстық кино техникасында, байланыстың әр қилы жүйелерінде және т.б.
жерлерде қолданылады.
8. Фотон массасы және импульсі. Жарық қысымы
Эйнштейннің жарық кванттары гипотезасына сәйкес жарық жұтылады,
шығарылады және фотон деп аталатын дискретті порция түрінде таралады. Фотон
энергиясы . Оның массасы масса мен энергияның өзара байланыс заңынан
табылады:
(1.17)
Фотон – жарық жылдамдығымен с (барлық ортада) қозғалатын және нөлге тең
болатын тыныштық массаға ие элементар бөлшек. Сондықтан, фотон массасы
тыныштық күйде бола алатын және тыныштық массасы нөлге тең емес электрон,
нейтрон, протон секілді элементар бөлшектер массасынан өзгеше.
Энергия мен импульс арасындағы байланыс формуласына фотонның
тыныштықтағы массасын қою арқылы оның импульсін аламыз: ()
(1.18)
Осыдан фотон және кез келген басқа бөлшектер энергиямен, массамен және
импульспен сипатталатын көреміз. (1.17), (1.18) және (1.9) теңдіктері
фотонның корпускулалық сипаттамаларын – энергия, масса және импульсін –
жарықтың толқындық сипаттамасы – жиілікпен байланыстырады.
Егер фотондар импульсқа ие болса, онда денеге түскен жарық оған қысым
түсіруі керек. Кванттық теорияда жарықтың бетке түсіретін қысымы әрбір
фотонның бетпен соқтығысу кезінде оған импульсін беруімен түсіндіріледі.
Кванттық көзқарас бойынша дене бетіне перпендикуляр түсірілген жарық
қысымын есептейік. Егер бірлік уақытта дененің бірлік ауданына N фотон
келіп түссе, онда беттен ρN фотон шағылады, ал (1-ρ)N фотон жұтылады.
Әрбір жұтылған фотон бетке импульс, ал әрбір шағылған фотон
импульс береді. Бетке түсірілген жарық қысымы 1с – та N фотондардың
бетке берген импульсіне тең
,
мұнда ρ – шағылу коэффициенті.
Nhv=Ee энергиясы бірлік уақытта бірлік бетке түскен фотондар энергиясы,
яғни беттің энергетикалық жарқырауы, ал w – сәулелену энергиясының
көлемдік тығыздығы. Сондықтан бетке қалыпты жағдайда түскен жарық қысымы,
. (1.19)
Кванттық негізде енгізілген (1.19) формула Максвеллдің электромагниттік
теориясынан алынған формуламен сәйкес келеді. Осылай жарық қысымы толқындық
және кванттық теориялар бойынша бірдей түсіндіріледі. Қатты денеде және
газда болатын жарық қысымының дәлелдемесін орыс инженер – экспериментаторы
П. Н. Лебедев өз тәжірибелерімен көрсетті.
9. Комптон эффекті және оның элементар теориясы
Жарықтың корпускулалық қасиеті Комптон эффектінен айқын байқалады.
Комптон эффекті деп толқын ұзындығының өсуімен заттың еркін (немесе әлсіз
байланысқан) электрондарына қысқа толқынды электромагниттік сәуленің
(рентгендік және гамма – сәуле) серпімді шашырауын айтамыз. Американ физигі
А.Комптон 1923 ж монохроматты рентгендік сәулемен жеңіл атомды заттармен
шашырауын зерттей келе шашыраған сәуленің құрамында алғашқы сәулемен қатар
үлкен толқын ұзындықты сәулелер болатынын байқаған. Тәжірибелер Δλ=λ-λ
айырмасы түскен сәуленің толқын ұзындығына және шашыраған заттың табиғатына
тәуелді емес, тек шашырау бұрышы θ арқылы анықталады. ,
(1.20)
мұнда λ - шашыраған сәуле толқын ұзындығы; λк - Комптондық толқын
ұзындығы (фотонның электронда шашырауы кезінде λк=2,426 нм).
Бұл эффект толқындық теория тұрғысынан түсіндірілмейді. Себебі толқын
ұзындығы шашырау кезінде өзгермеуі тиіс: жарық толқынының периодты өріс
әсерінен электрон өріс жиілігімен бірдей жиілікпен тербеледі, сондықтан
шашыраған толқын да сондай жиілікті болады.
Комптон эффекті жарықтың кванттық табиғаты негізінде түсіндіріледі.
Егер кванттық теорияда сәуле корпускулалық табиғатқа ие деп, яғни фотондар
ағыны ретінде есептесек, онда Комптон эффекті – рентгендік фотондардың
заттың еркін электрондарымен серпімді соқтығысу нәтижесі болады. Соқтығысу
процесі кезінде фотон электронға энергиясы мен импульсінің бір бөлігін
береді.
Екі бөлшектің: импульсқа және энергияға ие ұшып келе
жатқан фотон мен тыныштықтағы еркін электронның (тыныштық энергиясы ,
- тыныштық массасы) серпімді соқтығысуын (6-сурет) қарастырайық. Фотон
электронмен соқтығысып оған энергия мен импульс бере отырып, өз қозғалыс
бағытын өзгертеді (шашырайды). Фотон энергиясының азаюы шашыраған сәуле
толқын ұзындығының үлкеюін білдіреді. Әрбір соқтығысу кезінде энергия мен
импульстің сақталу заңдары орындалады.
Энергияның сақталу заңына сәйкес , (1.21)
ал импульстің сақталу заңына сәйкес , (1.22)
мұнда - соқтығысуға дейінгі электронның энергиясы; - ұшып келе
жатқан фотон энергиясы; - соқтығысудан кейінгі электрон энергиясы;
- шашыраған фотон энергиясы. (1.21) теңдеуіне осы шамаларды қойып
және (1.22) – ні 6 – суретке сәйкестендіре отырып мынаны аламыз.
, (1.23)
. (1.24)
(1.23) және (1.24) теңдеулерін біріктіре шешу арқылы аламыз.
және Δλ=λ΄-λ ескеріп мына теңдікті аламыз
. (1.25)
(1.25) көрінісі Комптонның эксперименталды формуласынан (1.20) өзгеше.
Бұл формулаға h, m0, n мәндерін қойсақ, электронның Комптондық толқын
ұзындығын аламыз .
II тарау. Бор теориясы бойынша сутегі атомы
2.1. Атомның Томсон және Резерфорд моделі
Заттың атомдық құрылысы туралы ілім өте ерте кезден пайда болды. Б.э.д.
IV-V ғ жасап өткен грек философ ғалымдары Демокрит, Эпикур, Лукреций,
Аристотель көзқарастары бойынша зат бөлінбейтін өте ұсақ бөлшектерден
құралған (атомос – бөлінбейтін) деді.
XVIII ғасыр басында А.Лавуазье, М.В.Ломоносов, Д.Дальтон еңбектерінде
атомның бар екендігі дәлелденді, бірақ оның ішкі құрылысына үңіле қоймады,
атом – бөлінбейтін бөлшек түсінігімен қалып қойды. Д.И.Менделеевтің 1869
ж жасаған элементтердің периодтық системасы атом құрылысы жайлы мәселені
алға қойды. Электронның затта болуы және көптеген тәжірибе нәтижелері XIX ғ
соңы XX ғ басында ғалымдар алдына атом құрылысын үйрену мәселесін қойды.
Көптеген тәжірибе нәтижелеріне сүйене отырып, 1903 ж Дж.Томсон атомның
алғашқы моделін ұсынды. Бұл модель бойынша атом радиусы 10-10 м
шамасындай үздіксіз оң зарядталған шар болып, өзінің тепе-теңдігі
айналасында тербелуші электрондар осы шар ішінде жайласқан. Ондағы оң заряд
мөлшері электрондардың теріс зарядына тең, сондықтан атом бейтарап. Бірақ
бұл модель шындыққа сай келмеді.
Атом құрылысы туралы ілімнің дамуына ағылшын физигі Э.Резерфордтың -
бөлшектерінің затта шашырауына бақылау жүргізілген тәжірибесі үлкен үлесін
қосты. - бөлшегі радиактив заттардың түрленуі кезінде пайда болатын
массасы электрон массасынан 7300 есе үлкен, жылдамдығы ≈107 мс шамалас,
заряды 2е оң зарядталған бөлшек. Резерфорд тәжірибесінде қалыңдығы 1 мкм
алтын фальгадан - бөлшектерінің өтуін бақылау кезінде -
бөлшектерінің көпшілік бөлігі өзінің қозғалыс бағытынан ауытқуын, ал кейбір
-бөлшек (20000-нан біреуі) бағытын 1800 өзгерткенін бақылады. Тәжірибе
нәтижесін Резерфорд былай тұжырымдады, үлкен жылдамдықпен ауыр -
бөлшектің қозғалыс бағытының өзгеруіне электрон әсер ете алмайды, атомдық
массасы едәуір үлкен оң зарядтың әсері, ал -бөлшектің 1800-қа ауытқуы
өте сирек кездесуінің себебі, атомдағы оң заряд көлемі атом өлшемімен
салыстырғанда өте кішкене.
Сөйтіп, Резерфорд 1911 ж өз зерттеулерінің нәтижесіне сүйене отырып
атомның ядролық (планетарлық) моделін ұсынды. Бұл модель бойынша, атом
ядросы өлшемі 10-15 м, және массасы атом массасына тең, заряды Ζе (Ζ –
Менделеев кестесіндегі элемент реттік номері, е – элементар заряд) оң
шоғырланған болып, электрон айналып жүреді.
Резерфорд моделі көптеген тәжірибе нәтижелерін түсіндіріп теориямен
үйлесе алды. Алайда атомның электромагниттік сәулелену құбылысын Резерфорд
моделі түсіндіре алмады. Мысалы, электрон ядроны радиусы r шеңбер бойымен
айналып жүрсін. Электрон мен ядро арасындағы тартылыс күші Кулон заңы
бойынша
бұл күш электронға центрге тартқыш үдеу береді. Ньютон 2-заңы бойынша
(2.1)
бұл жерде , - электрон массасы және жылдамдығы.
Берілген (2.1) теңдеу радиустың мәніне жылдамдықтың осындай мәні
сәйкес. Бұл энергияның үздіксіз мәніне сәйкес келеді. Ал шын мәнінде атом
спектрі сызықты. Сонымен (2.1) формуладан м болғанда мс,
а=1022мс2 болады. Классикалық электродинамика теориясы бойынша үдеумен
қозғалған электрон электромагниттік сәулеленуі нәтижесінде энергиясы кемуге
тиісті. Сөйтіп электрон ядроға жақындайды да, ақыр аяғында электрон ядроға
құлап, атомның өмір сүру уақыты таусылады, бұл шындыққа үйлеспейді. Осындай
кемшіліктерді жою үшін – атомның кванттық теориясы жасалды.
2.2 Сутек атомының сызықты спектрлері
Жеке атомдардың сәулелену спектрлерін үйрену әр түрлі зат атомының шығару
спектрі әр түрлі екенін көрсетті. Солардың ішіндегі көп үйренілгені
қарпайым атом - сутегі атомының спектрі болды.
Швед ғалымы И.Бальмер сутек атомы спектрлік сызықтарын сипаттайтын
эмпирикалық формула алды.
n=3,4,5... (2.2)
- Ридберг тұрақтысы.
екенін ескерсек, жиілік үшін төмендегі формуланы аламыз.
, n=3,4,5... (2.3)
(2.2), (2.3) формулалардан λ, ν үшін Бальмер сериясы деп аталатын
спектрлік сызықтар жиыны алынды. n мәні артқан сайын спектрлік сызықтар
жақындайды; серияның шекарасы деп аталады.
XX ғ басында сутегі спектрінде және бірнеше сериялар бар екені анықталды.
Спектрдің ультракүлгін аймағындағы сызықтар жмыны Лайман сериясымен
анықталады.
, n=2,3,4...
Инфрақызыл бөлігіндегі спектрлер жиыны үшін
Пашен сериясы , n=4,5,6...
Брэкет сериясы , n=5,6,7...
Пфунд сериясы , n=6,7,8...
Хемфри сериясы , n=7,8,9...
сәйкес келеді.
Жоғарыдағы формулаларды жалпы түрде былай жазуға болады.
m – серия түрін анықтап, 16 дейін өзгереді.
n – m+1 мәнін қабылдайды және сол сериядағы сызықтарды анықтайды.
Сілтілі металдар қатарындағы мысалы, Li, Na, K – атомдарының спектрлері
күрделі болып, белгілі заңдылыққа түспеді. Ридберг әр қайсысының спектр
сызықтарын үш топқа топтады. Әрбір топ Бальмер сериялары бойынша
жайласатынын байқады.
Жоғарыда келтірілген эмпирикалық формулалар көпке дейін өзінің теориялық
дәлелдемесін таппады, бірақ тәжірибе нәтижелерімен жоғары анықтықпен үйлесе
алды. Себебі мұндай заңдылықты классикалық физика түсініктерімен дәлелдеу
мүмкін болмады.
2.3 Бор постулаттары
Алғашқы атомның кванттық теориясын жаратқан ғалымдардың бірі дат ғалымы
Нильс Бор болды. Ол өзі жаратқан теорияда атомның ядролық моделін және
шығару, жұтылу спектрлерінің кванттық қасиетін байланыстыруды мақсат етті.
Бұл теорияның негізінде Н.Бор екі постулатты (1913 ж) ұсынды.
Бордың 1-ші постулаты (стационарлық күй постулаты): атомда стационар
күйлер болып, онда атом энергия шығармайды. Атомның стационар күйінде
электронға стационар орбита сәйкес келіп, электрон үдей қозғалса да
электромагниттік толқындарын шығармайды. Осы кездегі электронның қозғалыс
моментінің импульсі мынадай шартты қанағаттандырады.
, (n=1,2,3,...) (2.4)
- электрон массасы, - радиусы болған орбитадағы
жылдамдық,.
Бордың екінші постулаты. Электрон бір стационар күйден екінші стационар
күйге өткенде энегиясы
(2.5)
тең бір фотон шығарады немесе жұтады. , - атомның сәулеленуге
дейінгі және кейінгі стационарлық күйлеріне сәйкес келетін энергиялары.
Егер болса, фотон шығарылады, ал болса, онда
жұтылады.
4. Франк және Герц тәжірибесі
Атомның энергиясы дискрет мәндерге ие екенін Д. Франк және Герц
өздерінің тәжірибелерінде баяндады. Тәжірибе үшін қойылған құрылғы схемасы
7-суретте көрсетілген. Ондағы вакуумдық түтік сынап буымен толтырылған және
қысым 13 Па жуық, С1, С2 торлардан, К катодтан және А анодтан тұрады.
Термоэлектрондық эмиссия құбылысы нәтижесінде катодтан ұшып шыққан электрон
катодпен С1 арасына қойылған потенциал арқылы үдетіледі. С2 мен анод
арасына онша үлкен емес ... жалғасы
Сіз бұл жұмысты біздің қосымшамыз арқылы толығымен тегін көре аласыз.
I тарау. Сәуленің кванттық табиғаты
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 5
§1. Жылулық сәулелену және оның сипаттамасы
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 5
§1.2 Кирхгоф
заңы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ...6
§1.3 Стефан – Больцман және Виннің ығысу
заңы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...7
§1.4 Релей – Джинс және Планк
формулалары ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 8
§1.5 Оптикалық
пирометрия ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ...11
§1.6 Жарықтың жылулық
көздері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ..12
§1.7
Фотоэффект ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ... ... ...12
§1.7.1 Фотоэлектрлік эффект түрлері. Сыртқы фотоэффект
заңдары ... ... ... ... ..12
§1.7.2 Сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі.Жарықтың кванттық
қасиетінің эксперименталдық
дәлелдемесі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
15
§1.7.3 Фотоэффекттің
қолданылуы ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... 17
§1.8 Фотон массасы және импульсі. Жарық
қысымы ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ...18
§1.9 Комптон эффекті және оның элементар
теориясы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..19
II тарау. Бор теориясы бойынша сутегі атомы
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .20
§2.1 Атомның Томсон және Резерфорд
моделі ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ..20
§2.2 Сутек атомының сызықты
спектрлері ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... .21
§2.3. Бор
постулаттары ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ..22
§2.4 Франк және Герц
тәжірибесі ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... .23
§2.5 Сутегі атомы спектрлерін Бор теориясы бойынша
түсіндіру ... ... ... ... ... ...24
III тарау. Кванттық механиканың
негіздері ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... .25
§3.1 Заттардың корпускулалық – толқындық
теориясы.., ... ... ... ... ... ... ... ... ... .25
§3.2 Анықталмаушылық
қатынастар ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... .26
§3.3 Толқындық функция және оның статистикалық
мағынасы ... ... ... ... ... ... .27
§3.4 Шредингер теңдеуі. Стационар күйдегі Шредингер
теңдеуі ... ... ... ... ... ... 28
§3.5 Кванттық механикадағы себеп – салдар
принципі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..30
§3.6 Еркін бөлшектің
қоғалысы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... 30
§3.7 Тік бұрышты потенциалдық шұңқырдағы бөлшек
қоғалысы ... ... ... ... ..31
§3.8 Бөлшектің потенциалдық бөгеттен өтуі.Туннельдік
эффект ... ... ... ... ... ...33
§3.9 Кванттық механикадағы сызықты гормоникалық
осцилятор ... ... ... ... ... ...35
IV тарау. Қазіргі атомдық физика
негіздері ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..37
§4.1 Кванттық механикадағы сутегі
атомы ... ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ...37
§4.2 Сутегі атомындағы электронның 1s-
күйі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .40
§4.3 Электрон спині. Спиндік кванттық
сан ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...42
§4.4 Тепе – тең бөлшектерді ажырата алмаушылық
принципі ... ... ... ... ... ... ... ..42
§4.5 Паули принципі. Атомда электрондардың күй
бойынша
орналасуы ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ... ... .44
§4.6 Менделеевтің элементтер периодтық
жүйесі ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... .45
§4.7 Рентген
спектрлері ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ...47
V тарау. Қазіргі молекулалар физикасының
элементтері ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..49
§5.1 Молекулалар: химиялық байланыстары, энергетикалық деңгейлері
жөнінде
түсінік ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...49
§5.2Молекулалықспектрлер.Жарықтыңко мбинациялықшашырауы ... ... ... ... ..
..51
VI тарау. Лазерлік физика
негіздері ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... .53
§6.1 Жұтылу. Спонтанды және мәжбүрлі
сәулелену ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ...53
§6.2 Оптикалық кванттық генераторлар
(Лазерлер) ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... .54
Пайдаланылған әдебиеттер
... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..
... ... ..58
I тарау. Сәулеленудің кванттық табиғаты
1. Жылулық сәулелену және оның сипаттамасы
Жеткілікті жоғары температурада қыздырылған дене жарқырайды. Қыздыру
арқылы дененің жарқырауы жылулық сәулелену деп аталады. Жылулық сәулелену
табиғатта ең кең таралған. Ол - заттың молекулалары және атомдарының
жылулық қозғалыс энергия (яғни, ішкі энергия) есебінен және сәйкесінше
барлық денелер үшін 0 К – нен жоғары температураларда орындалады. Жылулық
сәулелену максимумы температураға тәуелді болатын тұтас спектрмен
сипатталады. Жоғарғы температурада қысқа (көрінетін және ультракүлгін)
электромагниттік толқын, ал төменгі температурада ұзын (инфрақызыл)
электромагниттік толқын шығады.
Жылулық сәулелену – тепе-теңдікті болатын жалғыз сәулеленудің түрі.
Қыздырылған дене сырты шағылдырғыш қабықпен қапталған қуыста орналасты
дейік. Біршама уақыттан соң дене мен сәуле арасында үздіксіз энергия
алмасуынан кейін тепе-теңдік орнайды, яғни дене бірлік уақытта қанша
энергия шығарса, сонша энергия жұтылады. Дене мен сәуле арасындағы тепе-
теңдік белгілі себептермен бұзылды және дене жұтылуға қарағанда көп энергия
шығарады делік. Егер дене бірлік уақытта жұтылуға қарағанда көп энергия
шығарса (немесе керісінше), онда температурасы төмендейді (немесе
жоғарылайды). Басқа сәулелену түрлері тепе-теңдікті емес.
Жылулық сәулеленудің сандық сипаттамасы үшін жиіліктің бірлік ұзындықты
интервалында дене бетінің бірлік ауданындағы сәулелену қуаты – дененің
энергиялық жарқырауының спектрлік тығыздығы алынады
мұнда - жиіліктің ν және dν интервалында дене бетінің бірлік
ауданынан бірлік уақытта шығарылатын электромагниттік сәулелену энергиясы.
Энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығы өлшем бірлігі
[Rv,T]=[Джм2].
Формуланы толқын ұзындығы түрінде де көрсетуге болады: ,
болады, минус ν немесе λ шамаларының біреуі өскен кезде екіншісі
төмендейтінін көрсетеді. Сондықтан минус таңбасын қалдырып жазуға болады.
(1.1)
Энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығын біле отырып, интегралдық
энергетикалық жарқырауды есептеуге болады:
(1.2)
Дененің түскен сәулені жұту қабылеті спектрлік жұту қабылетімен
сипатталады: . Формула дене бетінің бірлік ауданына бірлік уақытта
түсірілген жиілігі ν және dν аралығындағы электромагниттік толқын әкелетін
қанша энергия мөлшерін дененің жұтатынын көрсетеді. Спектрлік жұту қабылеті
- өлшемсіз шама. Rv,T және Av,T шамалары дене табиғатына, оның
термодинамикалық температурасына тәуелді және әр түрлі жиілікті сәулелер
үшін ажыратылады. Сондықтан бұл шамалар белгілі Т және ν шамаларына қатысты
болады.
Кез келген температурада кез келген жиілікті сәулелерді толығымен
жұтуға қабылетті денелерді абсолют қара дене деп атайды. Барлық жиіліктер
және температуралар үшін қара дененің спектрлік жұту қабылеті бірге тең
(). Абсолют қара дене табиғатта кездеспейді, бірақ қара күйе,
қарайтылған платина, қара барқыт және басқалары сияқты денелер белгілі
жиілік интервалында қасиеттерімен абсолют қара денеге ұқсас келеді.
Қара дене моделі үшін О кішкене тесігі бар, ішкі беті қарайтылған тұйық
қуысты аламыз (1-сурет). Қуыстың ішіне енген жарық сәулесі қабырғадан көп
шағылады. Нәтижесінде шыққан сәуленің интенсивтілігі нөлге тең болады. Егер
тесік өлшемі қуыстың диаметрінің 0,1 бөлігінен де кішкентай болғанда кез
келген жиілікті түскен сәуле толығымен жұтылатынын тәжірибе көрсетті.
Қара дене түсінігімен қатар сұр дене түсінігі қолданылады. Бұл дененің
жұту қабылеті 1-ден кіші және кез келген жиілік үшін бірдей болады және тек
температураға, материалға, дене бетінің күйіне байланысты. Сұр дене үшін
.
Жылулық сәулеленуді зерттеу жарықтың кванттық теориясының пайда
болуында маңызды роль атқарды, сондықтан ол бағынбайтын заңдарды міндетті
түрде қарастыру керек.
2. Кирхгоф заңы
Неміс физигі Г.Кирхгоф термодинамиканың 2-ші заңына сүйеніп және
изоляцияланған жүйедегі дененің тепе-теңдік сәулелену шарттарын ескере
отырып, энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығы және спектрлік жұту
қабылеті шамаларының арасында сандық байланыс орнатты. Кирхгоф заңы:
энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығының спектрлік жұту қабылетіне
қатынасы дененің табиғатына байланысты емес; ол барлық денелер үшін жиілік
пен температураның универсалды функциясы болып табылады:
(1.3)
Қара дене үшін , сондықтан Кирхгоф заңынан (1.3) қара дене үшін
Rv,T=rv,T шығады. Кирхгофтың универсал функциясы rv,T - қара дененің
энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы болып табылады. Кирхгоф
заңына сәйкес барлық денелер үшін спкетрлік тығыздықтың спектрлік жұту
қабылетіне қатынасы қара дененің сол температурады және жиіліктегі
энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығына тең.
Кирхгоф заңынан барлық кез келген дененің кез келген спектрлік
облысындағы энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы әрқашан қара
дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығынан кіші болады,
Аv,T1 болғандықтан Rv,Trv,T екені келіп шығады. Сонымен қатар, (1.3)
теңдігіне сәйкес, егер дене берілген температура Т, жиілік интервалы ν және
dν аралығындағы электромагниттік толқындарды жұтпаса, онда ол осы жиілік
интервалында Т температурада Аv,T=0, Rv,T=0 болғандықтан сәуле шығармайтыны
келіп шығады.
Кирхгоф заңын қолдана отырып, дененің энергетикалық жарқырауы (1.2)
теңдігін былай жазуға болады.
Ал сұр дене үшін (1.4)
мұнда Re – қара дененің энергетикалық жарқырауы (тек температураға тәуелді)
(1.5)
Кирхгоф заңы тек жылулық сәулеленуді сипаттайды, бұл заңға бағынбайтын
сәулеленулер жылулық деп аталмайды.
3. Стефан – Больцман және Виннің ығысу заңы
Кирхгоф заңынан (1.3) қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік
тығыздығы универсал функция екені белгілі. Сондықтан оның жиілікке және
температураға тәуелділігі жылулық сәулелену теориясының маңызды есебі болып
табылады.
Австриялық физик Я. Стефан эксперимент нәтижелерін сараптай отырып
(1879 ж) және австриялық физик Л. Болцман термодинамикалық әдісті қолданып
(1884 ж), энергетикалық жарқыраудың Re температураға тәуелділігін енгізе
отырып бұл есепті жартылай шешті. Стефан – Больцман заңына сәйкес
, (1.6)
яғни энергетикалық жарқырау қара дененің термодинамикалық температурасының
төртінші дәрежесіне пропорционал. Мұнда σ – Стефан – Больцман тұрақтысы,
оның эксперименттік мәні 5,67 *10-8 Вт(м2К4).
Стефан – Больцман заңы Re –нің температураға тәуелділігін анықтай
отырып, қара дененің сәулеленуінің спектрлік құрамына қатысты жауап
бермейді. Эксперименталдық қисықтардан әр түрлі температураларда rv,T
-дің толқын ұзындығына тәуелділік графигінен қара дене спектрінде
энергияның таралуы бірдей өлшемді емес екені байқалады (2-сурет).
Барлық қисықтар температура өсуімен қысқарақ толқындарға қарай ығысатын
анық максимумдардан тұрады. rv,T -дің λ –ға тәуелділігіндегі қисықпен
және абсцисса осімен шектелген аудан қара дененің энергетикалық жарқырауына
Re және Стефан – Больцман заңы бойынша температураның төртінші дәрежесіне
пропорционал.
Неміс физигі В. Вин термо және электродинамика заңдарына сүйеніп, rv,T
функциясының максимумына сәйкес келетін толқын ұзындығының λтах
температураға Т тәуелділігін енгізді. Виннің ығысу заңына сәйкес
, (1.7)
яғни қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығының rv,T
максимал мәніне сәйкес келетін толқын ұзындығы λтах оның термодинамикалық
температурасына кері пропорционал. Мұнда b – Вин тұрақтысы, оның
эксперименттік мәні 2,9*10-8 мК . Осыдан (1.7) көрінісі Виннің ығысу заңы
деп аталады, ол rv,T функциясының максимум күйінің температура
көтерілуімен қысқа ұзындықты толқындар аймағына ығысатынын көрсетеді. Вин
заңы неліктен қыздырылған денелердің температурасын төмендеткенде олардың
спектрінде толқын ұзындығы үлкен сәулелер көбейетіндігін түсіндіреді.
4. Релей – Джинс және Планк формулалары
Стефан – Больцман және Вин заңдарын қарастыру негізінде Кирхгофтың
универсал функция rv,T жөніндегі есебін термодинамикалық жолмен шешу
күткен нәтижелерді бермеді. Келесі rv,T –ға қатысты теориялық тұжырым,
энергияның еркіндік дәрежесі бойынша бірдей таралуы классикалық заңына
сәйкес статикалық физика әдістерін жылулық сәулеленуге қолданған ағылшын
ғалымдары Д. Рэлей және Д. Джинске тиісті.
Энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы үшін Рэлей – Джинс
формуласы
(1.8)
Мұнда - меншікті жиілікті осцилятордың орташа энергиясы, к=1,38*10-23
ДжК – Больцман тұрақтысы. Тербелмелі осцилятор үшін кинетикалық және
потенциалдық энергияларының орташа мәні бірдей, сондықтан әрбір тербелмелі
еркіндік дәреженің орташа энергиясы .
Тәжірибе көрсеткендей (1.8) көрінісі эксперимент нәтижелеріне тек
жеткілікті кіші жиілікте және жоғары температурада сәйкес келеді. Жиіліктің
жоғары аймақтарында Рэлей – Джинс формуласы эксперименттен және Виннің
ығысу заңынан алшақтап кетеді (3-сурет). Сонымен қатар, Рэлей – Джинс
формуласынан Стефан – Больцман заңын алу мағынасыздыққа алып келеді.
Шынында да, (1.8) –ді қолданып есептелген қара дененің энергетикалық
жарқырауы (1.5)
,
онда Стефан – Больцман (1.6) заңына сәйкес бұл температураның төртінші
дәрежесіне пропорционал. Бұл нәтиже ультракүлгіндік апат деген атқа ие
болды. Осылай классикалық физика арқылы қара дене спектрінде энергияның
таралу заңын түсіндіру мүмкін болмады.
Жоғары жиілікті аймақта Вин формуласы тәжірибемен үйлесім табады.
мұнда rv,T – қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы, А
және С – тұрақты шамалар. Планк тұрақтысын қолдана отырып Виннің сәулелену
заңын былай жазуға болады.
Қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы үшін
тәжірибе нәтижелеріне толық сәйкес келетін теңдеуді 1900 ж Планк анықтады.
Бұл үшін оған классикалық физикада бекітілген жағдайдан бас тартуға тура
келді. Ол жағдай бойынша кез келген жүйенің энергиясы үздіксіз өзгере
алады, яғни кез келген көптеген жақын мәндерді қабылдай алады. Планктың бұл
кванттық гипотезасына сәйкес атомдық осциляторлар энергияны үздіксіз
шығармайды, белгілі порциямен – кванттар шығарады. Энергия кванты тербеліс
жиілігіне пропорционал
(1.9)
мұнда h=6.65*10-34 Дж*с – Планк тұрақтысы. Сәуле порция түрінде
шығарылатындықтан осцилятор энергиясы тек белгілі дискретті мәндерді
қабылдайды: ε=nhv, n –бүтін сан.
Бұл жағдай үшін осцилятордың орташа энергиясын деп алуға
болмайды. Осцилятордың мүмкін болған дискретті күйлері бойынша таралуы
Больцманның таралуына бағынады. Осцилятордың орташа энергиясы мынаған тең:
,
ал қара дене энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы
.
Осылай Планк Кирхгофтың универсал функциясы үшін
(1.10)
эксперимент нәтижелеріне анық сай келетін формуланы шығарды. Бұл формуланың
теориялық тұжырымын М. Планк 1900 ж 14 желтоқсанда неміс физиктер қоғамы
мәжілісінде баяндады. Бұл күн кванттық физиканың туған күні есептелді.
Төмен жиілікті аймақта , яғни hvkT (энергия кванты жылулық қозғалыс
энергиясына қарағанда әлдеқайда кіші) кезінде Планк формуласы Рэлей – Джинс
формуласымен (1.8) сәйкес келеді. Қарастырылып отырған жағдайда алғашқы екі
мүше үшін мынаны аламыз .
Бұны Планк формуласына (1.10) қойсақ, Рэлей – Джинс формуласы шығады.
Планк формуласынан Стефан – Больцман заңын алуға болады. (1.5) және
(1.10) сәйкес
Айнымалыларды енгіземіз x=hvkT; dx=hdvkT; dv=kTdxh. Re үшін формула
мына түрге келеді.
(1.11)
мұнда , ал .
Сонымен қатар, к, с және сандық мәндерін бере отырып, Стефан – Больцманның
экспериментпен сәйкес келетін тұрақтысының мәнін алуға болады. Виннің ығысу
заңын (1.1) және (1.10) формулаларға сүйене отырып аламыз.
,
бұдан .
Бұл туындыны нөлге теңестірп функция максимум мәніне жететін λмах мәнін
табамыз. Онда x=hckTλмах көрінісін енгізе отырып теңдеуін
аламыз.
Арнайы әдістермен бұл трансценденттік шешу x=4.965 екеніне алып келеді.
hckTλмах =4,965 , бұдан Tλмах= hc(4,965К)=b,
яғни Виннің ығысу заңын аламыз.
Бір жағынан Планк формуласындағы h, k, n тұрақтыларын пайдаланып
Стефан – Больцман σ және Вин b тұрақтысын анықтай аламыз. Басқа жағынан σ
және b тұрақтыларының эксперименттік мәні арқылы h және k мәнін анықтауға
болады.
Планк формуласы экспериментпен сәйкес келіп қана қоймай, жылулық
сәулелену заңдарындағы тұрақтыларды анықтауға мүмкіндік береді. Сонымен
қатар, Планк формуласы Кирхгоф қойған жылулық сәулеленудегі негізгі есептің
шешімі болып табылады. Оның шешілуі тек Планктың кванттық гипотезасы
көмегімен мүмкін болды.
1.5 Оптикалық пирометрия
Жылулық сәулелену заңдары қызған және өзінен-өзі жарқырайтын денелер
температурасын өлшеу үшін қолданылады. Энергетикалық жарқыраудың спектрлік
тығыздығының немесе интегралдық энергетикалық жарқыраудың температураға
тәуелділігін қолданып жоғары температураларды өлшеу әдістерін оптикалық
пирометрия деп атайды. Қыздырылған денелердің оптикалық спектр диапазонында
жылулық сәулелену интенсивтілігі бойынша температурасын өлшеуге арналған
приборлар пирометрлер деп аталады. Дене температурасын өлшеу кезінде
қолданылатын жылулық сәулелену заңдылықтарына байланысты дене температурасы
радиациялық, түсті және ашық болып бөлінеді.
Дененің радиациялық температурасы Тр деп қара дененің энергетикалық
жарқырауының Re (1.5) зерттеліп отырған дененің энергетикалық жарқырауына
RT (1.2) тең болғандағы температураны айтады. Бұл жағдайда зерттеліп
отырған дененің энергетикалық жарқырауы тіркеледі және Стефан – Больцман
(1.6) заңы бойынша оның радиациялық температурасы есептеледі .
Дененің радиациялық температурасы Тр әрқашан өзінің Т температурасынан
төмен болады. Бұны дәлелдеу үшін зерттеліп отырған сұр дене деп есептейік.
Онда (1.6) және (1.4) пайдаланып мынаны жазамыз .
Басқа жағынан былай болады . Бұларды теңестірсек .
Бұл жерде АT1 болғандықтан, TpT , яғни дененің өз температурасы
әрқашан оның радиациялық температурасынан жоғары болады.
Дененің түсті температурасы ТТ деп қара дененің және қарастырылып
отырған дененің жарқырауының спектрлік тығыздығының салыстырмалы таралулары
спектрдің көрінетін облысында өте жақын болған кездегі температурасын
айтады.
Сұр денелер үшін энергетикалық жарқыраудың спектрлік тығыздығы ,
мұндағы АT =const1. Бірдей температуралы қара дене мен сұр дененің
сәулелену спектрінде энергияның таралуы ұқсас болады. Сондықтан сұр денеге
Виннің ығысу заңын (1.7) қолданамыз. Зерттеліп отырған дененің
энергетикалық жарқырауының максималды спектрлік тығыздығына Rλ,T сәйкес
келетін толқын ұзындығын λmax біле отырып оның температурасын
анықтауымызға болады . Сұр денелер үшін түсті температура дененің өз
температурасымен сәйкес келеді. Сұр денеге мүлдем ұқсамайтын денелер үшін
түсті температура ұғымы мағынасын жоғалтады. Осындай әдіспен жұлдыздар және
Күн бетінің (ТТ≈6500 К) температуралары анықталады.
Дененің ашық температурасы ТА деп қара дененің белгілі бір толқын
ұзындығында оның энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы зерттеліп
отырған дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығына тең
болғандағы температурасын айтады, яғни
(1.12)
мұнда Т – дененің өз температурасы. Зерттеліп отырған дене үшін толқын
ұзындығы λ болғанда Кирхгоф заңын (1.3) және (1.12)-ні ескеріп
мынаны аламыз
(1.13)
қара емес денелер үшін A1 болғандықтан, , бұдан TAT, яғни дененің
өз температурасы ашық температурадан әрқашан үлкен болады.
Ашық пирометр ретінде әдетте жойылып кететін жібі бар пирометрлер
қолданылады. Пирометрдегі жіптің қыздырылуы (1.12) шартын
қанағаттандыратындай етіп алынады. Берілген жағдайда пирометр жібінің
көрінісі қыздырылған дене бетінде, яғни жіп жоғалып кеткендей болады.
Қара денеге градуирленген миллиамперметрді қолданып ашық температураны
анықтауға болады.
6. Жарықтың жылулық көздері
Қызған денелердің жарқырауы жарық көздерін жасау үшін қолданылады.
Алғашқы қыздырғыш шамдар мен доғалы шамдарды орыс ғалымдары А. Н. Лодигын
және П. Н. Яблочков жаратқан.
Бір жағынан, бірдей температурада алынған кез келген толқын ұзындығы
үшін қара дененің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы қара емес
денелердің энергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығынан үлкен
болғандықтан қара денелер нағыз жарықтың жылулық көздері болуға тиіс.
Алайда жылулық сәулелену селективтілігіне ие кейбір денелер (мысалы,
вольфрам) үшін спектрдің көрінетін облысында сәулеленуде пайда болатын
энергия бөлігі сондай температураға дейін қыздырылған қара денедегіге
қарағанда әлдеқайда көп болады екен. Сондықтан вольфрам жоғары балқу
температурасына ие бола отырып, шамдар жібін жасау үшін негізгі материал
болады.
Вакуумдық шамдардағы вольфрамдық жіптің температурасы 2450 К –нан
аспауы тиіс. Бұдан жоғары температурада жіптің тозаңданып (ыдырап) кетуі
байқалады. максималды сәулелену осындай температурада ≈1,1 мкм толқын
ұзындығына сәйкес келеді, яғни адам көзінің сезімталдық максимумынан ( ≈0,5
мкм ) өте алыс жатады. Шамды инертті газбен (мысалы, криптон және ксенонның
азот қосылған қоспасы) толтырып, ≈50 кПа қысым жіп температурасын 3000 К
–ге дейін көтереді. Бұл сәуленің спектрлік құрамының жақсаруына алып
келеді. Бірақ жылуөткізгіштік және конвекция нәтижесінде жіп пен газ
арасындағы жылу алмасудан энергия жоғалтуы әсерінен жарық шұғыласы
күшеймейді. Энергия шығынын азайту үшін және жарық шұғыласы күшеюі үшін
газбен толтырылған шамның жібін бір-бірін қыздырып тұратын жеке орамдар –
спираль түрінде жасалады. Жоғары температура кезінде осы спираль
айналасында газ қабығы пайда болады және конвекция әсерінен жылу алмасу
аяқталады. Қазіргі кезде қыздырғыш шамдардың энергетикалық п.ә.к.-і 5%-дан
аспаған.
1.7 Фотоэффект
1.7.1 Фотоэлектрлік эффект түрлері. Сыртқы фотоэффект заңдары
Қара дененің жылулық сәулелену есебін шешкен Планк гипотезасы кванттық
теорияның қалыптасуында маңызды роль атқарған фотоэффект құбылысын
түсіндіруді ары қарай дамытты. Фотоэффект сыртқы, ішкі және вентильді болып
бөлінеді.
Сыртқы фотоэлектрлік эффект деп вакуумда немесе басқа ортада
электромагниттік сәуле әсерінен заттың электрондар шығаруын айтамыз. Сыртқы
фотоэффект қатты денелерде (металдарда, жартылай өткізгіштерде,
диэлектриктерде), сұйықтарда және жеке атомды және молекулалы
(фотоионизация) газдарда байқалады. Фотоэффект құбылысын 1887 ж неміс
физигі Г.Герц бақылаған.
Фотоэффект құбылысына алғашқы фундаменталды зерттеу жүргізген орыс
ғалымы А.Г.Столетов болды. Вакуумдық трубкада екі электрод батареяға
потенциометр арқылы берілетін кернеудің мәнін ғана емес таңбасын да өзгерте
алатындай етіп жалғанады. Столетов катод ретінде зерттеліп отырған металды,
ал анод ретінде металдық торды пайдаланды (4 - сурет).
Монохроматты жарықпен катодты жарықтандырғанда пайда болатын токты
тізбекке жалғанған амперметр өлшейді. Катодты толқын ұзындығы әр түрлі
жарықпен жарықтандыра отырып, Столетов мынадай заңдылықтарды бекітті:
1. Анық эффективті әсер ультракүлгін сәуле арқылы байқалады;
2. Жарық әсерінен зат тек теріс зарядтарын жоғалтады;
3. Жарық әсерінен пайда болған ток күші интенсивтілікке тура
пропорционал.
Ағылшын физигі Дж.Дж.Томсон 1898 ж жарық әсерінен ұшып шыққан
бөлшектердің жеке (меншікті) заряд шамасын өлшеді. Бұл өлшеулер жарық
әсерінен электрондар шығатынын көрсетті.
Ішкі фотоэффект – бұл электромагниттік сәуле әсерінен жартылай
өткізгіштер немесе диэлектриктер ішінде байланысқан күйден еркін
күйге электрондардың өтуі. Нәтижесінде дене ішіндегі ток тасымалдайтын
концентрация өседі. Бұл фотоөткізгіштік (жарық әсерінен жартылай
өткізгіштің немесе диэлектриктің электрөткізгіштігінің күшеюі) немесе
э.қ.к-і пайда болуына алып келеді.
Вентильді фотоэффект – екі әр түрлі жартылай өткізгіштерді немесе
жартылай өткізгіш пен металды жарықтандырғанда э.қ.к-інің (фотоэ.қ.к) пайда
болуы. Вентильді фотоэффект Күн энергиясын электр энергиясына айналдыруға
тікелей жол ашады. 4 -суретте фотоэффект құбылысы өтіп жатқан
эксперименттік қондырғы көрсетілген. Жарық әсерінен катодтан ұшып шыққан
электрондардан болған фототоктың электродтар арасындағы кернеуге U
тәуелділігі 5-суретте көрсетілген. Графикте катодтың екі түрлі
жарықтандырылу Ее жағдайы (екі жағдайда да жарық жиілігі бірдей)
қарастырылған. Кернеу артқан сайын фототокта жайлап өсе түседі, яғни
фотоэлектрондардың көпшілігі анодқа жетеді. Графикте қисықтар арқылы
электрондар катодтан әр түрлі жылдамдықпен ұшып шығатыны көрсетіледі.
Токтың максимум мәні - қанығу тогы катодтан шыққан барлық электрондар
анодқа жететін кернеудің U мәнімен анықталады:
,
мұнда - 1 с ішінде катодтан шыққан электрондар саны.
U=0 болған кезде фототок жойылмайды. Катодтан шыққан электрондар бастапқы
жылдамдыққа ие болса, онда кинетикалық энергиясы нөлге тең емес және
олар анодқа сыртқы өріссіз жете алады. Фототок нөлге тең болуы үшін тежеуші
кернеу U0 қажет. U=U0 болғанда бірде бір электрон, мейлі оның катодтан
шыққан жылдамдығы жоғары болса да тежеуші өрістен өте алмай, анодқа
жетпей қалады.
(1.14)
яғни, U0 мәнін өлшей отырып фотоэлектрондардың максимал жылдамдығын және
кинетикалық энергиясын анықтауға болады. Әр түрлі материалдардан жасалған
және әр түрлі жиілікті жарық түсірілген катодтың вольтамперлік сипаттамасын
зерттеу және катодтың әр түрлі энергиялы жарықтандырылуы және алынған
мәліметтерді қорыта келе сыртқы фотоэффектінің келесі үш заңы бекітілген.
1. Столетов заңы: белгілі жиілікті жарық әсерінен бірлік уақытта
катодтан ұшып шыққан фотоэлектрондар саны жарық интенсивтілігіне
пропорционал (қанығу тогы энергиялық жарықтандырылуға пропорционал).
2. Фотоэлектрондардың бастапқы максимал жылдамдығы (бастапқы максимал
кинетикалық энергиясы) түскен жарық интенсивтілігіне тәуелді емес, оның
жиілігімен ғана анықталады.
3. Әрбір зат үшін фотоэффектінің қызыл шекарасы болады.
Фотоэффектіні толқындық көзқараспен түсіндіру бір қарағанда қиындық
тудырмайды. Шындығында, металда жарық толқынының өрісі әсерінен фотоэффект
құбылысы байқалатындай, яғни электрондардың металды тастап шығып кетуге
жеткілікті амплитудалы электрондардың мәжбүрлі тербелісі пайда болады.
Металдан ұшып шыққан электронның кинетикалық энергиясы түскен жарық
интенсивтілігіне тәуелді болар еді, онда интенсивтіліктің артуымен ең соңғы
электронға көп энергия берілер еді. Алайда бұл тұжырым фотоэффектінің II-
заңына қайшы келеді. Толқындық теория бойынша электрондарға берілетін
энергия жарық интенсивтілігіне пропорционал, онда кез-келген жиілікті,
бірақ интенсивтілігі жоғары жарық электронды металдан шығарып жіберер еді.
Басқа сөзбен айтсақ, фотоэффектінің қызыл шекарасы болмауы тиіс. Бұл
фотоэффектінің III-заңына сай келмейді. Сонымен қатар, толқындық теория
фотоэффектінің инерциялды еместігін түсіндіре алмайды. Осылай фотоэффект
толқындық теория тұрғысынан түсіндіріледі.
1.7.2 Сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі.
Жарықтың кванттық қасиетінің эксперименталдық дәлелдемесі
А.Эйнштейн 1905 ж фотоэффект құбылысын және оның заңдылықтарын өзі
ұсынған фотоэффекттің кванттық теориясы негізінде түсіндірілетінін
көрсетті. Жиілігі ν жарық тек қана шығарылмайды, Планк болжауы бойынша
кеңістікте тарала отырып, энергиясы болатын жеке порциялармен
(кванттармен) жұтылады. Осыдан жарықтың таралуын үздіксіз толқындық процесс
деп қарастыруға болмайды, жарықтың вакуумда таралу жылдамдығындай
жылдамдықпен қозғалатын дискретті жарық кванттар ағыны деп қарастыру қажет.
Электромагниттік сәуле кванттары фотон деген атқа ие болды.
Эйнштейн бойынша, әрбір квант бір ғана электронмен жұтылады. Сондықтан
ұшып шыққан фотоэлектрондар саны жарық интенсивтілігіне пропорционал болуы
тиіс. Фотоэффекттің инерциялды еместігі фотонның электронмен соқтығысқан
кезде энергия беруі шапшаң өтеді.
Металдан электронды ұшырып шығаратын фотон энергиясы осы электронды
металдан шығару жұмысына А және оған mυ22 кинетикалық энергия беруге
жұмсалады. Энергияның сақталу заңы бойынша,
(1.15)
Формула сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі деп аталады.
Бұл теңдеу фотоэффекттің II және III заңдарын түсіндіреді.
Фотоэлектронның кинетикалық энергиясы түскен сәуле жиілігі артқан сайын
сызықты өседі және интенсивтілікке байланысты емес. А және ν шамалары да
интенсивтілікке тәуелді емес (фотоэффект II заңы). Жарық жиілігі төмендеген
сайын электронның кинетикалық энергиясы азаяды (берілген металл үшін
А=const), онда жеткілікті аз жиілікте ν=ν0 электрондардың кинетикалық
энергиясы нөлге тең болып, фотоэффект тоқтайды (фотоэффекттің III заңы).
(1.15) теңдеу арқылы берілген металл үшін фотоэффекттің қызыл шекарасы үшін
теңдік аламыз.
(1.16)
Фотоэффекттің қызыл шекарасы электронды шығару жұмысына тәуелді.
(1.14) және (1.16) теңдеулерді пайдаланып, (1.15)-ні былай жазамыз.
Эйнштейн теңдеуі Милликен тәжірибесімен (1916 ж) дәлелденген.
Фотоэлектронның кинетикалық энергиясының (тежеуші кернеу U0 өзгертіле
отырып) жиілікке тәуелділігі зерттеліп және Планк тұрақтысымен анықталды.
1926 ж орыс физиктері П.И.Лукирский және С.С.Прилежаев фотоэффектті зерттеу
үшін вакуумдық сфералық конденсатор әдісін қолданды. Анод қызметін шыны
сфералық баллонның күмістенген қабырғасы, ал катод қызметін сфера центрінде
орнатылған шарик (R≈1,5 см) атқарды. Мұндай формалы электродтар
вольтамперлік сипаттауды нақтылай түсті және тежеуші кернеуді U0 анық
табуға мүмкіндік туғызды. Берілген тәжірибеден алынған h мәні басқа
әдістермен табылған мәнімен сай келеді. Бұл Эйнштейн теңдеуінің дұрыстығына
және фотоэффекттің кванттық теориясының дәлелдемесі болды.
Егер жарық интенсивтілігі өте үлкен болса, онда көпфотонды (сызықты
емес) фотоэффект болды. Бұл кезде электрон бір мезгілде бір ғана фотоннан
емес, N фотоннан (N=2÷7) энергия алады. Көпфотонды фотоэффект үшін Эйнштейн
теңдеуі мынадай
.
Тәжірибеде лазерлік шоқпен фокусталған фотондар тығыздығы өте үлкен,
сондықтан электрон бірнеше фотонды жұтып алады. Осыдан электрон
фотоэффекттің қызыл шекарасынан да төмен жиілікті жарық әсер етіп тұрғанның
өзінде де заттан шығуға жеткілікті энергияға ие бола алады. Нәтижесінде
қызыл шекара ұзынырақ толқындар жағына ығысады.
Эйнштейннің жарықтың фотондар ағыны ретінде таралатыны және
электромагниттік сәуленің затпен әсерлесуінің кванттық сипаты жөніндегі
идеясы 1922 ж орыс физиктері А.Ф.Иоффе және Н.И.Добронравова
тәжірибелерімен дәлелденді. Жазық конденсатордың электр өрісінде
зарядталған висмут тозаңы тепе-теңдікте ұсталды. Конденсатордың төменгі
обкладкасы жұқа алюминийлі фольгадан жасалған. Ол рентгендік трубкада анод
қызметінде атқарады. Анод ультракүлгін сәуле әсерінен катодтан шыққан 12 кВ-
қа дейін үдетілген электрондармен атқыланады. Катодтың жарықтылығы одан 1 с
ішінде 1 000 фотоэлектрон шығатындай етіп алынады. Бұдан 1 с ішінде
байқалатын рентгендік импульстар саны 1 000 болады. Тәжірибе әрбір 30
минутта тепе-теңдікте тұрған тозаң тепе-теңдік күйінен шығатынын, яғни
рентген сәулесі одан фотоэлектрон шығаратынын көрсетті.
Егер де рентген сәулесі жеке фотондар ретінде емес, сфералық толқын
ретінде таралса, онда әрбір рентгендік импульс тозаңға өз энергиясының аз
мөлшерін берер еді. Бұл энергия өз кезегінде тозаңдағы электрондардың үлкен
саны аралығында таралады. Сондықтан мұндай механизмде электрондардың біреуі
осындай қысқа уақыт (30 мин) ішінде тозаңнан шығуға жеткілікті энергияны
иелене алатынын елестету қиын. Керісінше, корпускулалық теория тұрғысынан
бұл түсінікті. Егер рентген сәулесі дискретті фотондар ағыны ретінде
таралатын болса, онда электрон тозаңнан оған фотон келіп түскенде ғана ұшып
шығады. Белгілі шарт үшін элементар есеппен тозаңға 1,8*106 фотонның біреуі
түседі. 1 с-та 1 000 фотон келіп түседі. Бұл тәжірибеге сай келеді.
Егер жарық фотондар ағыны болса, онда әрбір фотон тіркегіш приборға
(көз, фотоэлемент) түсе отырып, басқа фотондарға тәуелсіз әсер білдіруі
керек. Бұл әлсіз көрінетін жарық ағынының флуктуациясын орыс физигі
С.И.Вавилов бақылады. Бақылау визуалды өтті. Қараңғылыққа бейімделген көз
ерекше өткір көру табалдырығығы сезіміне ие, яғни жарықты кейбір
табалдырықтан төмен емес деп қабылдайды. λ=525 нм жарық үшін көру
табалдырығы сезімі әр адамда шамамен көз торына 1 с-та түсетін фотондар
саны 100–400 аралығында болады. С.И.Вавилов периодты қайталанатын бірдей
ұзақтықты жарқ етуді бақылады. Жарық ағынының төмендеуі көздің кейбір жарқ
етулерді қабылдамауы байқалды, бұдан жарық ағыны әлсіреген сайын көз
қабылдамайтын жарқылдаулардың саны көбейе түседі. Бұл жарық
интенсивтілігінің флуктуациясымен түсіндіріледі. Осылай Вавилов тәжірибесі
жарықтың кванттық қасиетінің дәлелдемесі болды.
1.7.3 Фотоэффекттің қолданылуы
Ғылым мен техниканың түрлі аумағында қолданыс тапқан фотоэлектрондық
құрылғылардың жұмысы фотоэффект құбылысына негізделген. Қазіргі кезде
сәулелену энергиясын электр энергиясына айналдыру және фотоэффект
құбылысына негізделіп жұмыс істейтін сәуле қабылдағыштар – фотоэлементтер
өндірістің көптеген саласында қолданылады.
Сыртқы фотоэффекттілі қарапайым фотоэлемент вакуумдық фотоэлемент болып
табылады. Ол ішкі беті катод қызметін атқаратын фотосезімтал қабықпен
қапталған шыны баллон түрінде болады. Әдетте анод ретінде баллон центрінде
орнатылған сақина немесе тор алынады. Фотоэлемент тізбекке э.қ.к-і қанығу
тогын қамтамасыз ететіндей болып жалғанады. Фотокатод материалы спектрдің
жұмыс істеу аймағымен таңдалады: көрінетін жарық және инфрақызыл сәулені
тіркеу үшін оттегі-цезийлі катод, ал ультракүлгін сәуле мен қысқа толқынды
көрінетін жарықты тіркеу үшін сурьма-цезийлі катод таңдалады. Вакуумдық
фотоэлементтер инерциялды емес және олар үшін фототоктың сәуле
интенсивтілігіне пропорционалдылығы қатаң бақыланады. Бұл қасиеттер
вакуумдық фотоэлементті фотоөлшеуіш прибор ретінде қолдануға мүмкіндік
береді, мысалы фотоэлектрлік экспонометр, люксометр және т.б.
Вакуумдық фотоэлементтің интегралдық сезімталдылығының күшеюі үшін
баллон сиретілген инертті газбен (Ar немесе Ne,қысымы ≈1,3÷13 Па)
толтырылады. Мұндай элементтегі фототок газ молекулаларының
фотоэлектрондармен күшті ионизациясы нәтижесінде күшейеді. Газбен
толтырылған фотоэлементтердің интегралдық сезімталдығы (≈1мАлм) вакуумдық
фотоэлементтікіне (20-150 мкАлм) қарағанда әлдеқайда жоғары.
Фототокты күшейту үшін фотоэффектімен қатар 2-ретті электрондық эмиссия
құбылысы қолданылатын фотоэлектрондық көбейткіштер пайдаланылады.
Фотоэлектрондық көбейткіштердің өлшемі кәдімгі радиошамдардан шамалы үлкен,
ал күшейту коэффициенті ≈107 (кернеу көзі 1÷1,5 кВ болғанда) болады.
Олардың интегралдық сезімталдылығы 10 Алм-ға дейін жетеді.
Ішкі фотоэффектілі фотоэлементтер (жартылай өткізгіш фотоэлемент немесе
фотокедергі деп аталатын) вакуумдыққа қарағанда интегралдылығы әлдеқайда
жоғары. Оларды дайындау үшін PbS, CdS, PbSc және басқа жартылай өткізгіштер
пайдаланылады. Егер вакуумдық фотоэлемент және фотоэлектрондық көбейткіштің
катоды 1,1 мкм-ден төмен қызыл шекараға ие болса, онда фотокедергіні
инфрақызыл сәуленің 3-4 мкм спектр аймағында қолданып өлшеулер жүргізуге
мүмкіндік береді рентгендік пен гамма сәулелену аймағында қолданылады.
Сонымен қатар, олар кіші габаритті және төмен кернеу көзіне ие.
Фотокедергінң кемшілігі олардың айрықша инерциялдылығы, сондықтан олар тез
өзгеретін жарық ағынын тіркеу үшін тиімсіз.
Вентильді фотоэлементтер сыртқы фотоэффектілі элементтерді иелене
отырып, олармен салыстырғанда үлкен интегралдық сезімталдылыққа (шамамен 2-
30 мАлм) ие және сыртқы э.қ.к-і көзін қажет етпейді. Вентильдік
фотоэлементтерге германийлі, кремнийлі, селенді, купоросты, күкірт-күмісті
және т.б. жатады.
Кремнийлі және басқа вентильді фотоэлементтер тікелей Күн энергиясын
электр энергиясына айналдыратын Күн батареяларын жасау үшін қолданылады.
Мұндай батареялар көп уақыттан бері ғарыш кемелерінде және серіктерінде
қолданылып келеді. Бұл батареялардың п.ә.к-і ≈10% және теориялық есеп
бойынша ≈20%-ке дейін жеткізілген. Бұдан тұрмыстық және өндірістік
қажеттіліктер үшін электр энергия көзі ретінде пайдалануға жол ашылады.
Қарастырылған фотоэффект түрлері өндірісте әр түрлі процестерді
бақылау, басқару және автоматтандыру үшін әскери техникада дабыл қаққыш
және көрінбейтін сәулемен локациялау (бір нәрсенің орнын анықтау) үшін,
дыбыстық кино техникасында, байланыстың әр қилы жүйелерінде және т.б.
жерлерде қолданылады.
8. Фотон массасы және импульсі. Жарық қысымы
Эйнштейннің жарық кванттары гипотезасына сәйкес жарық жұтылады,
шығарылады және фотон деп аталатын дискретті порция түрінде таралады. Фотон
энергиясы . Оның массасы масса мен энергияның өзара байланыс заңынан
табылады:
(1.17)
Фотон – жарық жылдамдығымен с (барлық ортада) қозғалатын және нөлге тең
болатын тыныштық массаға ие элементар бөлшек. Сондықтан, фотон массасы
тыныштық күйде бола алатын және тыныштық массасы нөлге тең емес электрон,
нейтрон, протон секілді элементар бөлшектер массасынан өзгеше.
Энергия мен импульс арасындағы байланыс формуласына фотонның
тыныштықтағы массасын қою арқылы оның импульсін аламыз: ()
(1.18)
Осыдан фотон және кез келген басқа бөлшектер энергиямен, массамен және
импульспен сипатталатын көреміз. (1.17), (1.18) және (1.9) теңдіктері
фотонның корпускулалық сипаттамаларын – энергия, масса және импульсін –
жарықтың толқындық сипаттамасы – жиілікпен байланыстырады.
Егер фотондар импульсқа ие болса, онда денеге түскен жарық оған қысым
түсіруі керек. Кванттық теорияда жарықтың бетке түсіретін қысымы әрбір
фотонның бетпен соқтығысу кезінде оған импульсін беруімен түсіндіріледі.
Кванттық көзқарас бойынша дене бетіне перпендикуляр түсірілген жарық
қысымын есептейік. Егер бірлік уақытта дененің бірлік ауданына N фотон
келіп түссе, онда беттен ρN фотон шағылады, ал (1-ρ)N фотон жұтылады.
Әрбір жұтылған фотон бетке импульс, ал әрбір шағылған фотон
импульс береді. Бетке түсірілген жарық қысымы 1с – та N фотондардың
бетке берген импульсіне тең
,
мұнда ρ – шағылу коэффициенті.
Nhv=Ee энергиясы бірлік уақытта бірлік бетке түскен фотондар энергиясы,
яғни беттің энергетикалық жарқырауы, ал w – сәулелену энергиясының
көлемдік тығыздығы. Сондықтан бетке қалыпты жағдайда түскен жарық қысымы,
. (1.19)
Кванттық негізде енгізілген (1.19) формула Максвеллдің электромагниттік
теориясынан алынған формуламен сәйкес келеді. Осылай жарық қысымы толқындық
және кванттық теориялар бойынша бірдей түсіндіріледі. Қатты денеде және
газда болатын жарық қысымының дәлелдемесін орыс инженер – экспериментаторы
П. Н. Лебедев өз тәжірибелерімен көрсетті.
9. Комптон эффекті және оның элементар теориясы
Жарықтың корпускулалық қасиеті Комптон эффектінен айқын байқалады.
Комптон эффекті деп толқын ұзындығының өсуімен заттың еркін (немесе әлсіз
байланысқан) электрондарына қысқа толқынды электромагниттік сәуленің
(рентгендік және гамма – сәуле) серпімді шашырауын айтамыз. Американ физигі
А.Комптон 1923 ж монохроматты рентгендік сәулемен жеңіл атомды заттармен
шашырауын зерттей келе шашыраған сәуленің құрамында алғашқы сәулемен қатар
үлкен толқын ұзындықты сәулелер болатынын байқаған. Тәжірибелер Δλ=λ-λ
айырмасы түскен сәуленің толқын ұзындығына және шашыраған заттың табиғатына
тәуелді емес, тек шашырау бұрышы θ арқылы анықталады. ,
(1.20)
мұнда λ - шашыраған сәуле толқын ұзындығы; λк - Комптондық толқын
ұзындығы (фотонның электронда шашырауы кезінде λк=2,426 нм).
Бұл эффект толқындық теория тұрғысынан түсіндірілмейді. Себебі толқын
ұзындығы шашырау кезінде өзгермеуі тиіс: жарық толқынының периодты өріс
әсерінен электрон өріс жиілігімен бірдей жиілікпен тербеледі, сондықтан
шашыраған толқын да сондай жиілікті болады.
Комптон эффекті жарықтың кванттық табиғаты негізінде түсіндіріледі.
Егер кванттық теорияда сәуле корпускулалық табиғатқа ие деп, яғни фотондар
ағыны ретінде есептесек, онда Комптон эффекті – рентгендік фотондардың
заттың еркін электрондарымен серпімді соқтығысу нәтижесі болады. Соқтығысу
процесі кезінде фотон электронға энергиясы мен импульсінің бір бөлігін
береді.
Екі бөлшектің: импульсқа және энергияға ие ұшып келе
жатқан фотон мен тыныштықтағы еркін электронның (тыныштық энергиясы ,
- тыныштық массасы) серпімді соқтығысуын (6-сурет) қарастырайық. Фотон
электронмен соқтығысып оған энергия мен импульс бере отырып, өз қозғалыс
бағытын өзгертеді (шашырайды). Фотон энергиясының азаюы шашыраған сәуле
толқын ұзындығының үлкеюін білдіреді. Әрбір соқтығысу кезінде энергия мен
импульстің сақталу заңдары орындалады.
Энергияның сақталу заңына сәйкес , (1.21)
ал импульстің сақталу заңына сәйкес , (1.22)
мұнда - соқтығысуға дейінгі электронның энергиясы; - ұшып келе
жатқан фотон энергиясы; - соқтығысудан кейінгі электрон энергиясы;
- шашыраған фотон энергиясы. (1.21) теңдеуіне осы шамаларды қойып
және (1.22) – ні 6 – суретке сәйкестендіре отырып мынаны аламыз.
, (1.23)
. (1.24)
(1.23) және (1.24) теңдеулерін біріктіре шешу арқылы аламыз.
және Δλ=λ΄-λ ескеріп мына теңдікті аламыз
. (1.25)
(1.25) көрінісі Комптонның эксперименталды формуласынан (1.20) өзгеше.
Бұл формулаға h, m0, n мәндерін қойсақ, электронның Комптондық толқын
ұзындығын аламыз .
II тарау. Бор теориясы бойынша сутегі атомы
2.1. Атомның Томсон және Резерфорд моделі
Заттың атомдық құрылысы туралы ілім өте ерте кезден пайда болды. Б.э.д.
IV-V ғ жасап өткен грек философ ғалымдары Демокрит, Эпикур, Лукреций,
Аристотель көзқарастары бойынша зат бөлінбейтін өте ұсақ бөлшектерден
құралған (атомос – бөлінбейтін) деді.
XVIII ғасыр басында А.Лавуазье, М.В.Ломоносов, Д.Дальтон еңбектерінде
атомның бар екендігі дәлелденді, бірақ оның ішкі құрылысына үңіле қоймады,
атом – бөлінбейтін бөлшек түсінігімен қалып қойды. Д.И.Менделеевтің 1869
ж жасаған элементтердің периодтық системасы атом құрылысы жайлы мәселені
алға қойды. Электронның затта болуы және көптеген тәжірибе нәтижелері XIX ғ
соңы XX ғ басында ғалымдар алдына атом құрылысын үйрену мәселесін қойды.
Көптеген тәжірибе нәтижелеріне сүйене отырып, 1903 ж Дж.Томсон атомның
алғашқы моделін ұсынды. Бұл модель бойынша атом радиусы 10-10 м
шамасындай үздіксіз оң зарядталған шар болып, өзінің тепе-теңдігі
айналасында тербелуші электрондар осы шар ішінде жайласқан. Ондағы оң заряд
мөлшері электрондардың теріс зарядына тең, сондықтан атом бейтарап. Бірақ
бұл модель шындыққа сай келмеді.
Атом құрылысы туралы ілімнің дамуына ағылшын физигі Э.Резерфордтың -
бөлшектерінің затта шашырауына бақылау жүргізілген тәжірибесі үлкен үлесін
қосты. - бөлшегі радиактив заттардың түрленуі кезінде пайда болатын
массасы электрон массасынан 7300 есе үлкен, жылдамдығы ≈107 мс шамалас,
заряды 2е оң зарядталған бөлшек. Резерфорд тәжірибесінде қалыңдығы 1 мкм
алтын фальгадан - бөлшектерінің өтуін бақылау кезінде -
бөлшектерінің көпшілік бөлігі өзінің қозғалыс бағытынан ауытқуын, ал кейбір
-бөлшек (20000-нан біреуі) бағытын 1800 өзгерткенін бақылады. Тәжірибе
нәтижесін Резерфорд былай тұжырымдады, үлкен жылдамдықпен ауыр -
бөлшектің қозғалыс бағытының өзгеруіне электрон әсер ете алмайды, атомдық
массасы едәуір үлкен оң зарядтың әсері, ал -бөлшектің 1800-қа ауытқуы
өте сирек кездесуінің себебі, атомдағы оң заряд көлемі атом өлшемімен
салыстырғанда өте кішкене.
Сөйтіп, Резерфорд 1911 ж өз зерттеулерінің нәтижесіне сүйене отырып
атомның ядролық (планетарлық) моделін ұсынды. Бұл модель бойынша, атом
ядросы өлшемі 10-15 м, және массасы атом массасына тең, заряды Ζе (Ζ –
Менделеев кестесіндегі элемент реттік номері, е – элементар заряд) оң
шоғырланған болып, электрон айналып жүреді.
Резерфорд моделі көптеген тәжірибе нәтижелерін түсіндіріп теориямен
үйлесе алды. Алайда атомның электромагниттік сәулелену құбылысын Резерфорд
моделі түсіндіре алмады. Мысалы, электрон ядроны радиусы r шеңбер бойымен
айналып жүрсін. Электрон мен ядро арасындағы тартылыс күші Кулон заңы
бойынша
бұл күш электронға центрге тартқыш үдеу береді. Ньютон 2-заңы бойынша
(2.1)
бұл жерде , - электрон массасы және жылдамдығы.
Берілген (2.1) теңдеу радиустың мәніне жылдамдықтың осындай мәні
сәйкес. Бұл энергияның үздіксіз мәніне сәйкес келеді. Ал шын мәнінде атом
спектрі сызықты. Сонымен (2.1) формуладан м болғанда мс,
а=1022мс2 болады. Классикалық электродинамика теориясы бойынша үдеумен
қозғалған электрон электромагниттік сәулеленуі нәтижесінде энергиясы кемуге
тиісті. Сөйтіп электрон ядроға жақындайды да, ақыр аяғында электрон ядроға
құлап, атомның өмір сүру уақыты таусылады, бұл шындыққа үйлеспейді. Осындай
кемшіліктерді жою үшін – атомның кванттық теориясы жасалды.
2.2 Сутек атомының сызықты спектрлері
Жеке атомдардың сәулелену спектрлерін үйрену әр түрлі зат атомының шығару
спектрі әр түрлі екенін көрсетті. Солардың ішіндегі көп үйренілгені
қарпайым атом - сутегі атомының спектрі болды.
Швед ғалымы И.Бальмер сутек атомы спектрлік сызықтарын сипаттайтын
эмпирикалық формула алды.
n=3,4,5... (2.2)
- Ридберг тұрақтысы.
екенін ескерсек, жиілік үшін төмендегі формуланы аламыз.
, n=3,4,5... (2.3)
(2.2), (2.3) формулалардан λ, ν үшін Бальмер сериясы деп аталатын
спектрлік сызықтар жиыны алынды. n мәні артқан сайын спектрлік сызықтар
жақындайды; серияның шекарасы деп аталады.
XX ғ басында сутегі спектрінде және бірнеше сериялар бар екені анықталды.
Спектрдің ультракүлгін аймағындағы сызықтар жмыны Лайман сериясымен
анықталады.
, n=2,3,4...
Инфрақызыл бөлігіндегі спектрлер жиыны үшін
Пашен сериясы , n=4,5,6...
Брэкет сериясы , n=5,6,7...
Пфунд сериясы , n=6,7,8...
Хемфри сериясы , n=7,8,9...
сәйкес келеді.
Жоғарыдағы формулаларды жалпы түрде былай жазуға болады.
m – серия түрін анықтап, 16 дейін өзгереді.
n – m+1 мәнін қабылдайды және сол сериядағы сызықтарды анықтайды.
Сілтілі металдар қатарындағы мысалы, Li, Na, K – атомдарының спектрлері
күрделі болып, белгілі заңдылыққа түспеді. Ридберг әр қайсысының спектр
сызықтарын үш топқа топтады. Әрбір топ Бальмер сериялары бойынша
жайласатынын байқады.
Жоғарыда келтірілген эмпирикалық формулалар көпке дейін өзінің теориялық
дәлелдемесін таппады, бірақ тәжірибе нәтижелерімен жоғары анықтықпен үйлесе
алды. Себебі мұндай заңдылықты классикалық физика түсініктерімен дәлелдеу
мүмкін болмады.
2.3 Бор постулаттары
Алғашқы атомның кванттық теориясын жаратқан ғалымдардың бірі дат ғалымы
Нильс Бор болды. Ол өзі жаратқан теорияда атомның ядролық моделін және
шығару, жұтылу спектрлерінің кванттық қасиетін байланыстыруды мақсат етті.
Бұл теорияның негізінде Н.Бор екі постулатты (1913 ж) ұсынды.
Бордың 1-ші постулаты (стационарлық күй постулаты): атомда стационар
күйлер болып, онда атом энергия шығармайды. Атомның стационар күйінде
электронға стационар орбита сәйкес келіп, электрон үдей қозғалса да
электромагниттік толқындарын шығармайды. Осы кездегі электронның қозғалыс
моментінің импульсі мынадай шартты қанағаттандырады.
, (n=1,2,3,...) (2.4)
- электрон массасы, - радиусы болған орбитадағы
жылдамдық,.
Бордың екінші постулаты. Электрон бір стационар күйден екінші стационар
күйге өткенде энегиясы
(2.5)
тең бір фотон шығарады немесе жұтады. , - атомның сәулеленуге
дейінгі және кейінгі стационарлық күйлеріне сәйкес келетін энергиялары.
Егер болса, фотон шығарылады, ал болса, онда
жұтылады.
4. Франк және Герц тәжірибесі
Атомның энергиясы дискрет мәндерге ие екенін Д. Франк және Герц
өздерінің тәжірибелерінде баяндады. Тәжірибе үшін қойылған құрылғы схемасы
7-суретте көрсетілген. Ондағы вакуумдық түтік сынап буымен толтырылған және
қысым 13 Па жуық, С1, С2 торлардан, К катодтан және А анодтан тұрады.
Термоэлектрондық эмиссия құбылысы нәтижесінде катодтан ұшып шыққан электрон
катодпен С1 арасына қойылған потенциал арқылы үдетіледі. С2 мен анод
арасына онша үлкен емес ... жалғасы
Сіз бұл жұмысты біздің қосымшамыз арқылы толығымен тегін көре аласыз.
Ұқсас жұмыстар
Пәндер
- Іс жүргізу
- Автоматтандыру, Техника
- Алғашқы әскери дайындық
- Астрономия
- Ауыл шаруашылығы
- Банк ісі
- Бизнесті бағалау
- Биология
- Бухгалтерлік іс
- Валеология
- Ветеринария
- География
- Геология, Геофизика, Геодезия
- Дін
- Ет, сүт, шарап өнімдері
- Жалпы тарих
- Жер кадастрі, Жылжымайтын мүлік
- Журналистика
- Информатика
- Кеден ісі
- Маркетинг
- Математика, Геометрия
- Медицина
- Мемлекеттік басқару
- Менеджмент
- Мұнай, Газ
- Мұрағат ісі
- Мәдениеттану
- ОБЖ (Основы безопасности жизнедеятельности)
- Педагогика
- Полиграфия
- Психология
- Салық
- Саясаттану
- Сақтандыру
- Сертификаттау, стандарттау
- Социология, Демография
- Спорт
- Статистика
- Тілтану, Филология
- Тарихи тұлғалар
- Тау-кен ісі
- Транспорт
- Туризм
- Физика
- Философия
- Халықаралық қатынастар
- Химия
- Экология, Қоршаған ортаны қорғау
- Экономика
- Экономикалық география
- Электротехника
- Қазақстан тарихы
- Қаржы
- Құрылыс
- Құқық, Криминалистика
- Әдебиет
- Өнер, музыка
- Өнеркәсіп, Өндіріс
Қазақ тілінде жазылған рефераттар, курстық жұмыстар, дипломдық жұмыстар бойынша біздің қор #1 болып табылады.
Ақпарат
Қосымша
Email: info@stud.kz